本发明涉及光折射系统和方法，更确切地说，涉及使用光折射介质以形成可读的、永久性的、高分辨率的、以及高信息量的图像的系统、装置和方法，并且提供专业化的光学装置。

光折射效应已公知多年，如David    M.Pepper等人在题目为“The    Photorefractive    Effect”的文章中（杂志Scientific    American，1990年10月，pp62-74）指出过的那样。术语“光折射”只应用在电-光活性材料上，例如应用在一般称之为铁电材料上，这种材料对入射的电磁波能量的响应很大。所用的材料是厚度明显大于薄膜和薄层的厚度的晶体，这种材料特别适合于真正的体积全息照像应用。在由L.Solymay和D.J.Cooke所著的书“Volume    Holography    and    Volume    Grating”（New    York，Academic    Press    Inc1981）中描述了出版日期之前现有技术中有关铁电材料的作用和历史。这一出版物不仅讨论了理论问题，而且也讨论了实践问题，这些问题是在进行体积全息照像时一般要遇到的问题，并且也是在特殊情况下在光折射全息照像系统中遇到的问题。

光折射材料具有能引起其折射率的光致变化的性质。可利用这种性质来存储全息图形式的信息，其办法是在这种材料内部确立两个相干光束之间的光的干涉。空间折射率的变化是通过电一光效应产生的，这种电一光效应是由内部电场产生的，而这个内部电场是由光激发电子的迁移和俘获产生的。虽然许多材料在某种程度上都有这种特性，但术语“光折射”只适用在那些对光波能量的响应显著地迅速和突出的材料。这样一些材料的例如包括LiNbO8（铌酸锂）、LiTaO3、Li2B2O4（硼酸锂）、KNbO3、KTa1-XNbXO3（KTN）、铌酸锂、钡（SBN）、铌酸钡锶钾钠（BSKNN或KNSBN）、Bi12SiO20（BSO）、以及BaTiO3。

一旦了解了这种效应，就应该认识到，通过使用这种光折射效应和全息照像技术就能在这种材料中以折射率的点阵（grating）形式产生按体积分布的图案。然后借助于类似于另外的全息照像系统中的参考光束读出所存储的全息图。然而，由于全息光栅是分布在一个体积上，因此在薄全息图中存在的较高次衍射项被抑制了。

早期的使用光折射特性的重要建议包含在援予Fang-Shang Chen等人的美国专利US3，544，189中，其名称为“Holography Using a Poled Ferroelectrical Electric Recording Material”。Chen等人描述了电子是如何根据变化的光强沿铌酸锂晶体中的电一光轴或C轴迁移的，其中的电子集中在低光强区并且确定了一个电荷分布图。局部电场通过电一光效应产生了折射率的局部变化，产生了分布在整个介质体积内的折射率点阵形式的三维全息图。Chen等人还描述了如何通过使用不同的光束角度（将晶体或光束连续转动一个极小角度就能做到）在材料的同一厚度平面内记录多个全息图。通过使用这些技术，本领域的技术人员已经计算出，1cm3的晶体在理论上能够存储1012到1013位信息。Chen等人承认，按这种方式形成的图像在它们将随着时间的推移而消失的意义上不是永久性的（即为暂时稳定的），且可由入射光改变。他们还建议，通过将图像加热到至少160℃的方式可以擦除图像。因为参考光束和目标光束都是入射到晶体的同一面上的，所以Chen等人的技术可形成透射模式的光栅或全息图。

可改变掺杂物的浓度和类型来得到晶体的特殊期望的性质。可以移动晶体的光折射带，可以改变灵敏度，并且可以增加或减少吸收（见W。Phillips，J.J.Amodei，和D.L.Staebl-er的“Optical    and    holographic    Storage    properties    of    transition    metal    doped    lithium    niobate”，RCA    Review，Vol.33，pp，94-109（1972））。例如，掺有0.05%Fe的铌酸锂的典型光折带在400至800nm范围内，但借助于较高的掺杂浓度或者通过掺杂物在晶体内的氧化或还原，就可以改变吸收和光折射性质。

所记录的全息图是亚稳态的、甚至在黑暗中随时间而衰退这一事实，导致了永久性全息图的定影和显影技术的开发。通过加热晶体使离子移动成一个补偿图案，然后让电子基本上均匀地重新分配在整个体积上，就可以使由电子电荷图案形成的暂时暂定的全息图为永久性的。所用的方法是加热包含暂时稳定的电子全息图的晶体，于是重新分配的离子本身便取消子晶体中空间电荷的变化。然后将晶体冷却，并通过强烈的照射擦除电子光栅，仅留下永久性的离子点阵以产生折射率变化。通过在升高的温度下测到的外推擦除时间预计，有一个高达105年的寿命（（J.J.Amodei和D.L.Staebler“Holographic    recording    in    lithium    niobate”，RCA    Review，Vol.33，pp.71-93（1972））。

但如W。Phillips等人（Supra）所论及的，现在使用的技术导致了定影后全息图的衍射效率和光折射灵敏度之间的一种基本上相反的关系。掺杂物浓度越高，电子施主越多，在输出端的灵敏度和折射率变化越高，直到饱和的水平，这种情况也表示在Yu.γ.Vladimirtsev等人的题目为“Optical    Damage    in    Transition    Metal    Doped    Ferroelectrics”的这篇文章中〔Ferroelectrics，Vol.22，pp.653-654（1978）〕。但现有的定影技术会使全息图的质量变坏，因此定影效率随掺杂浓度的增加而降低。因此对利用光折射装置存在着一个固有的工艺限制，即大大地限制了被定影的晶体中掺杂剂的浓度，并且因此限制了光折射效应的大小。如果要充分发挥这种类型光学装置的潜在能力的话，就必须解决这一问题。

在Chen等人的这个专利之前同一作者有一个较早的专利NO3，383，664，其目标在于光折射介质中进行数字信息存储者。随后的工作包括在J.J.Amodei等人的专利No.3，915，549中，它涉及使用掺铁的铌酸锂晶体来改善灵敏度，接下去是授与W。Phillips的美国US3，932，299号专利是关于在掺铁的铌酸锂晶体中减少三价铁（Fe2+）以增加擦除灵敏度并进一步减少全息图形成所需的时间。

J.P.Huignard等人在名称为“Multiple    Hologram    Bulk    Optical    Storage    Device”的美国US4，449，785号专利中进一步阐述了使用透射模式和铌酸锂晶体的Chen等人的角度多路处理方法。在该专利中，将透明电极固定到材料的所有面上，并且在写入期间这些电极是电短路的，以便能防止在几次存储操作后折射率饱和。这里的问题是没有增加空间电荷场的变化幅度，为了得到高的衍射效率是需要这种幅度变化的。

N.V.Kukhtarev等人在“Holographic    Storafe    in    electro-optic    Crystals.I.Steady    State”（Ferroelectrics，Vol.22，pp949-9601979））中导出了描述光折射效应的方程。对于一种载体，单掺杂剂类型样品，其中电子是唯一的电荷载体（对于以前所述的材料而言，一般是这种情况），这个过程在稳态时由下述方程表示：

J＝eμnE+kβTμVn（电流方程）（1c）V·E＝- (e)/(ε) （n+NA-N+D）（泊松方程）（1d）ND+N+D＝No（守恒方程）（1e）

在上述方程中，ND是电子施主浓度;N+D是阱浓度;NA是非光敏离子的浓度;No是总掺杂剂浓度;J是电流密度;E是电场;I是光强;β是黑暗袁变常数;γ是分解速率;μ是迁移率;n是电子密度;Kβ是波耳兹曼常数;S是光致电离截面;ε是介电常数;t是电荷;hw是光的光子能量;T是温度（ok）;以及τ是时间。

在现有技术中，全息图通常是按透射模式借助于角度的多路传输写入的，它是以不同的目标光束对参考光束的角度来存贮不同的全息图的（F.H.Nok，M.C.Tackitt，和H.M.Stoll“Storage of 500 high resolution hologram in a Li Nbo3Crystal”，Opt.Lett.Vol.16pp605-607（1991）），或者是通过对每一个新的照射旋转该晶体同时保持目标光束相对于参考光束的角度不变来存贮不同的全息图的（W.Phillips等人，详见上述。经常使用铌酸锂的原因是它的黑暗寿命长和它的固定光的能力。在LiNbo3中的大部分光折射工作是用掺铁的晶体完成的，其中的掺杂剂浓度最大为0.015%F.H.Mok等人演示了存贮含500个图像的全息图，每个图有一个不固定的折射效率，在1cm3晶体中近似为0.01（F.H.Mok等人，详见上述）。

或许可肤浅地假设，可将早期的角度多路传输技术与随后的固定和开发方法结合起来，以产生能光学读出的高密度全息照像存贮介质。但就我们所知的而论，实用的三维信息存贮系统尚未实施。有许多相互关联的因素能说明出现这种情况的原因，这些因素包括在出版物“Volume    Holography    and    Volume    Gratings”以及“Scientific    American”出版物中，详见上述。为了得到快的响应时间、灵敏度，并且为了产生相当大的电场，掺杂浓度应该很高，但是如上所述，不可能使相当高的折射效率的暂稳图像相同的效率的情况下变成永久性的。此外，还存在一些必须考虑在内的波的混合和耦合效应。正知Solymar等人所述，在光折射晶体中产生的全息图本身就可能影响入射波能量并且和入射波能量相互作用，使起始的正弦光栅照案变为非正弦的。以相对于沿C轴方向优选的迁移路径的不同角度入射的波产生了散射，并且也产生了有不同衍射效率的全息图。再有，当全息图依次写入但在同一体积内一起扩展时，按照现有的方法，后来的全息图将要非均匀地降低先前的全息图的衍射效率。对使用称之为“K空间”分析（K是Solymar等人的“光栅矢量”）的角度多路传输类型数据存贮系统进行的研究表明，这样一些因素决定了不可能以最佳的效率使用晶体体积。在一个角度记录的全息图，尤其是带有高数据量的全息图，将要对另一个角度的全息图产生干扰，除非这些角度充分分开或者信息有带宽限制。

先前的研究确立了许多有用的单个技术，但就最终的产品而论，尚未取得实际的效益。例如，众所周知的是，如果写入和固定影在高温下同时发生，则可形成一个较大的电子光栅，这将导致被固定的全息图折射效率的增加。但正如下面将要说明的，被固定的光栅的缺点在于固定过程本身，而不在于起始的写入过程，这一点已由Vladimirtsev（详见上述）获得的大效应所表明。但在同样高的温度环境中不可能读出全息图，并且在环境温度下的读出需要对相当大的热膨胀效应进行补偿。还有，角度多路传输本身要求对写入和读出都有极为精确的定位系统，这是因为这样的全息图的视野极小的缘故。本发明引入了这些可用到这种极高温度方法的特点，以获得极大的固定的光折射效应。

通过使用刚刚讨论过的同时写入和定影的方法，RCA小组成功地存贮了最高达100个全息图，在掺有0.02%Fe的LiNbO3中的折射效率最大为30%（D.L.Staebler.W.J.Burke，W，Phillips，以及J.J.Amodei，“Multiple Storage and Erasure of Fixed Holograms in Fe-doped LiNbO3”，Appl，Phys，Lett，Vol，26，pp182-184（1975））。这些结果和其它试图再现该实验的小组得到的结果好得多。通过和W，Phillips的私人通信并且和他一起重建该实验设备，我们相信他们是在无意中使用了他们的加热系统的，同时写入全息图的方式现在被认为是在写入和固定高分辨率、高折射率全息图这方面是很有益处的。

光折射效应仅产生微小的折射率变化，其数量级为10-14，如RCA的工作所示，这是因为可能产生的实际的内部脱位的大小受到限制的缘故。因此，如果一个被记录的全息图不能有限地用具有现在可达到的信噪比的装置读出，就不可能有效地发挥光折射介质的潜力，或者就必须使用更加灵敏和更加昂贵的信号检测器。

因此，在设计改进的光折射装置和系统方面存在一系列必须考虑的特殊因素。这些因素包括加入的掺杂剂的数量和性质，敏感度张量，介质的光电性质，光的波长和介质光折射范围，介质厚度，以及扩散和漂移效应。所有这些因素以及这些因素中的任何一个都影响全息图的分辨率以及检测或响应包含在介质内的信息或图案的能力。

但是，光折射介质的理论性能与现代的成像技术结合起来，就为数据的存贮和处理提供了独特的潜在能力。具有和录象设备、CD（音频）的以及唱盘的尺寸相比拟的尺寸的介质（但存贮能力的数量级较大）可能是实际可用的。再有，可能为高清晰度电视要求的较大的带宽提供一个光折射介质。但对实际应用而言，读出这个信息的系统不仅应是经济的，而且应该是电可控的，以便得到高的数据速率和宽的带宽响应。

上面提到的杂志Scientific    American中的文章描述了这些新研究和开发的光折射介质的新的并且令人震惊的应用。光折射材料是非线性光学装置的普通级别，这是近期的研究和实施的课题。对这种现象的理解的改进以及改进的处理方法给出了对于许多新装置和系统控制或利用波能量的传播（不管是否是在成像之中），通讯或数据处理系统的可能性。和使用光折射性的相对来说有限数目的装置对照，大量涉及到光折射性质和全息照像系统的研究表明，在理论和实践之同存在着差异。这种情况进一步由Solymar等人（详见上述）观察所证实，使可能实现这些新的应用的信心减少。Solymar等人（详见上述）讨论了许多可能的光折射装置中的某一些，这些装置使用了出版日期之前已经考虑过的体积全息照像方法，诸如大规模的存贮器、耦合器、透镜、以及多路传输器，但直到现在尚未出现在商作上适用的这种类型的装置。当人们考虑到，光折射材料要在电子和离子的亚微观量级上（和大得多的光路变化的显微分辨率相比或者和存贮盘上的磁图案或磁-光图案相比）发挥作用时，显然对高容量存贮器而言存在着极大的潜力。但正如Solymar等人所指出的（详见上述），还存在着许多其它的可能性，它们来自于产生和修改单色波能量和光学图像的能力。假如规定了光折射晶体的体积性质，现在可得到的不同材料，以及在现代技术中对性能和低成本的一贯要求，则形成高分辨率，高密度、易于读出的基本上永久性全息图的统一作法对该领域的扩充提供了重要的机会。

按照本发明的系统和方法利用了两个独立的重要概念中的一个或两个。一是通过在两个空间图像或数据平面与全息照像光栅波矢量之间建立正交性，将共存的并按体积分布的全息图之间的相互作减至最小。这是通过按反射模式记录全息图实现的，其中使用了逆向传播的目标光束和参考光束，并且对每一全息图使用了不同的波长。写入光束从相对的侧面冲击存贮介质，并且在精确逆向传播的情况下两个光束分开角度刚好是180°。另一个概念是，通过控制内部和外部电场以及固定过程的温度，使光折射晶体中写入的全息图被永久性地存贮或“固定”，折射效率没有显著的损失。

对于使用光折射材料的许多应用，在这两个概念之间存在着一种协合作用。由正交性的组合使用产生的全息图之间干扰的减少以及永久性的固定大大地有助于将光折射装置扩充至各种各样的应用场合，例如大规模的数据存贮装置、光学处理器、关联器、以及滤光片。

将图像形式的信息作为全息图存贮在体积光折射材料内，每个全息图都是通过在一个由图像形式的数据进行空间调制的目标光束和一个平面的或略呈球形的参考光束之间的干涉写入的。按照本发明，选择反射模式的几何布局来利用这种材料的这些性质，在目标光束和参考光束在逆向传播布局中直接相对的情况下可得到最佳结果。为了得到最大的光栅强度，使光栅的波矢量K平行于晶体的C轴或光轴。还可以利用在K矢量和C轴之间的非共线性来进行全息照像存贮，虽然系统设计有某些好处但效率有些减小。通过对每一个图像使用不同的窄带波长可将不同的全息图分开，如果期望，这些波长分开的距离可以做得极小。目标光束可以携带数字式数据或者图案变化形式的模拟图像。当使用未经调制的均匀波作为目标光束时，全息照像的低干扰和窄带宽特点在提供波长特殊的反射滤光片方面是非常有用的，例如可用于光普学、成像滤光片，波长的多路传输或分离，以及光学调谐器。

这个正交的光学数据存贮方案的低干扰特点使存贮大量数字式数据并平行的快速读出成为可能，并且许多分开的全息图可存贮在一个窄的波长范围内。为了重新构造被存贮的全息照像，用一个沿起始写入光束轴入射的适当波长的读出光束照射该晶体。除留下固定方向外，通过在整个波长范围扫描该照射源，就可以极其迅速地读出晶体中存贮的整个信息。

在本发明中使用的材料是经过选择的一些光折射晶体，该晶体要有足够大浓度的电子施主点位、电子阱、和热迁移离子。这些离子对于固定或者转换暂稳态电子光栅成永久性的离子光栅是必要的。虽然可以使用各种不同的光折射材料，但最好使用其中的内部扩散场大致可与受限制的电子空间电荷场相比的那些材料。此外还期望有大的光折射效应以便增强本发明中使用的写入、固定、和显象过程。适合于本发明的材料包括铌酸锂，其中的掺杂剂水平为0.1%或更大些。逆向传播的反射模式的布局允许使用这些能增加晶体的光折射灵敏度的较高水平的掺杂剂。

在电子光写入后，电子分布由于在读出期间照射时的热激发和擦除而恢复到均匀的分布状态。出于这种理由，通过用永久性的离子光代替暂稳的电子光栅来固定全息图这个步骤对实际的装置而言是必要的。按照本发明，在固定的与预固定的光栅强度之比（固定效率）方面的明显改善已通过联合使用反射模式（逆向传播）的布局，适当的掺杂剂浓度，以及电场控制得到证实。这些过程的改进通过下述物理方程（后来又经本发明的公开内容发展了）予以证实。

下面是在光折射材料中获得光折射效率、永久性的全息照像光的方法中所用步骤的简单总结。要注意，如果比最佳结果差一些结果是可以接受的话，则可省略或改变某些步骤。在号入位何光栅之前，将晶体完全擦除，方法是加热到230℃左右至少30分钟，同时通过色在金属箔的方法使其电短路。这一过程用于中和内部的和表面的空间电荷场并且重新分配离开陷阱点的所有电荷载体。在这时，晶体就有了均匀的电子和离子的空间分布。

在写入之前，用例如抗静电液体，或碳或金属薄膜之类的透明导电材料复盖所有的表面。然后用物光束和参考光束照射晶体以便号入全息图同时电短路。然后改变晶体的取向，使光栅波矢量平行于C轴以便让折射效率增至最大，当然，如果比最佳效果差一些的效果就足够了也可以使用其它的一些取向。最佳折射效率的照射能量随晶体的材料特性而变化。照射之后，该晶体就包含了电子空间电荷光栅，它跟踪在晶体中建立的光干涉图案的空间分布。

然后将抗静电涂层小心仔细地除去，以便使固定步骤之后进行加热时不致沾污晶体。通过将晶体包在金属箔内再次使晶体短路，并且将其加热到固定温质，一般在160℃下加热几分钟。在这个步骤，离子发生迁移以补偿电子空间电荷。场，所以离子光栅仿制了电子光栅的空间分布。然后，将晶体冷却到环境温度，从金属箔上除下，并且通过将晶体暴露于强光下擦除电子光栅而进行显像。

在显像过程，擦除了晶体中的原来的电子光栅，只留下永久性的离子光栅。在此期间，在存在大直流电场的情况下可以获得改善的结果。一种方法是加一个外部的直流电场，同时擦除电子光栅。另一种优选的方法是，保持晶体开路并且让晶体内具有光电效应的光电场在强光照射期间积累起来。这些步骤的结果是在晶体中存贮了一个永久性的，离子体积全息照像光。

写入光栅同时进行短路，固定光栅同时进行短路，用一个场来显像这一过程是对现有技术独立产生的改进。本发明所表现的改进对于反射模式、逆向传播的光栅最为突出;当然，对现有技术的提高是针对非逆向传播的反射并且也是针对透射模式光栅观察到的。我们发现，其它的晶体类型（例如钽酸锂）也是适合于这个过程的材料。

按照本发明的数字式的和模拟的存贮系统能够存贮的数据密度大于现有技术。可使用光折射晶体在逆向传播的布局中存贮波长多路的多个全息图，其中的波长分开为亚埃量级。每一个全息图可包含一个高空间分辨率的图像（其典型的尺寸为微米量级），或者该图像可为由数字式的1或0位组成的一个2维列阵。在数字式的情况下，可用波长扫描光束依次记录数据，或者使用按期望的图案空间调制的强力光束并行记录数据。

为了进行读出，要使用以一个或多个记录波长直接照射晶体的光源。虽然全息图的高光谱分辨率利用了期望的相干源，但这个源却不必是相干的。这个读出源可以一个可调谐的源，或者可以是针对每个期望的波长的一批可转接的单个源。如果图像的像素分辨率为1000×1000（例如来自一个大的CCD阵列），并且1000个全息图要以不同的波长来存贮，则在该晶体中可存贮109个数据位，可以以一般电子机械式系统不可得到的速度对这些数据位并行存取。在这样一种系统中，存取速度仅受到读出照射波长的扫描速度或开关速度、以及相关的处理电路的限制。

按照本发明的体积全息照像装置的数据存贮能力非常高（理论值为每cm31013位），大大超过了可以得到的高速并行写入和读出装置的能力。空间光调制器和读出矩阵列阵现在只限于106位左右。虽然这些装置一直在充实发展，但它们不可能达到光折射介质的图像密度。因为，通过电的或电-机装置，利用介质的相对运动或光束的相对运动来记录或复制多个部分的图像在本发明的范围之内。复盖几个小时节目的高清晰度电视信号也可以记录，例如，尤其是在使用了视频压缩和去压缩技术的情况更可以记录。

除了存储器的应用之外，根据本发明系统的另一实例是一个用于图像分析的校正器。图像富立叶变换的全息图存储在光折射晶体内。通过（以适当波长光束）反射所存储变换发出的一个物体的富立叶变换，获得两个富立叶变换的乘积。该乘积的富立叶变换给出所期望的校正结果。可以通过这种方式以不同波长存储很多参考全息图，而它们对于物象的校正则可以简单地通过调整物象波长和选择最佳匹配来获得。

本发明窄带全息图存储特性的另一种应用在于一些全息图光学滤光器。这些滤光器具有小于1埃的带宽，在诸如天文学、光学通信以及计算机等领域中，提供出重大的新前景。这些滤光器通过在所需波长下的体积光折射晶体内记录未调制的逆向传播几何全息图来制备。该滤光器具有零点几埃的测量带宽，根据滤光器的厚度，仅仅在所需波长上进行反射。通过在写入期间改变光束的取向，这些全息图滤色器可以在任何方向上反射入射光。也可以通过在晶体中，或者以重叠的结构、或者以空间上分离的结构，存储一种以上波长的复合金体图，来构成一些复合波长滤光器。

上述滤光器在改进的太阳天文学望远镜中具有特殊的应用。例如利用这种全息图滤光器作为光学成象系统的一部分来反射光，可以观察到在Hα线（空气中为6562.8埃）下的太阳活动性或任何其它所关心的吸收波长。晶体的中心波长可以通过改变其入射角、温度、或者在压电或电光晶体情况下改变其电场，来加以调整。这使得人们能够以此现有设备（如Lyot滤色器）更高的效率、光谱分辨率和综合性能实时地观察在某一特定波长下太阳的活动性。

虽然以上已经提到的是平面反射滤光器，但也可以使用其它变化的形式。通过当记录全息图滤光器时采用球面波作为写入波束的一种，可以制作一种频率选择反射器，这种反射器也可以使入射聚焦或者散焦。而且，具有不同波长的多个反射器可以被写入同一个晶体内，每一反射器具有其自己的焦点和长度。

本发明提出的窄线幅滤光器对光学通信系统中的波长分度复合和分解有着重大的贡献。大量的全息图（各个全息图反射不同的波长）被串行地而且相对于主光路以不同角度地设置。利用这种装置可以将多色光束分解为其独立波长的各分量，或者通过反转光束的方向得到相反的结果。全息图滤光器的高选择性，使得波长信道可以相距很近地设置在一起，因而极大地提高了在一根光纤上同时携带的信道数。

根据本发明的写入全息图光栅的选择性滤光器的特性在激光系统和仪器制造方面也是有用的。这些非常高的分辨率、高精度反射器使得激光器的结构也具有相应的高分辨率和高精度发射波长。特别地，这种滤光器可被用作为外部空腔结构中的反射器，以便精确地控制半导体激光器的持续波长。该滤光器还可以被用作分光计、图像光谱分析仪以及波长分度复合系统的调谐器中的调谐部件。

结合附图参考以下叙述，将能够获得对本发明更好的理解。在图中：图1是一种体积光折射晶体的总示意图，包括图1（a）和图1（b），其中图1（a）是反射模式，表示光栅用一给定波长的逆向传播波来所记录;图1（b）表示读出模式中，当原参考光束被目标光束照亮时，光栅反射该原参考光束的再现;

图2是在光折射晶体中光栅形成的示意图，以利于解释说明的方式给出，其中光参考图案引起电荷迁移，造成定域化空间电荷场以及随后通过电一光效应造成的折射变化率;

图3是光折射晶体中能级的理想化示意图，其中电子从施主格点被光激发到导电带，它们在导电带漂移或扩散，直至它们被重新捕集到收集格点时为止;

图4是根据本发明的用于在光折射介质内写入、固定和显影全息图像的方法的各步骤框图;

图5是本发明提出的逆向传播反射模式全息图的理论上的反射率（衍射率）的示意图，该反射率是耦合系数k和晶体厚度τ的乘积;

图6包括两个K一空间图，图6（a）是反射模式全息图的示意图，该全息图具有在K一空间中占半个锥角φi的高分辨率物光束;图6（b）表示利用图6（a）结构写入的第i个高分辨图象方向角全息图的合成光栅波矢Ki;

图7是K-空间示意图，有助于理解在先有技术的角复合全息图中串扰和干扰问题是怎样出现的;

图8是表示根据本发明怎样限制串扰和通过正交数据存储器改进记录容量的K-空间示意图;

图9表示在正交数据存储器中保持相同副波瓣抑制水平所需要的物光束中的理论最小可分辨光点大小的关系曲线图，其中光点大小作为纵轴，而波长区分为横轴;

图10是表示根据本发明利用正交数据存储器技术在光折射晶体中写入全息图象的系统的框图;

图11是根据本发明的用于读出存储在所备光折射介质中的图象的系统的框图;

图12是根据本发明利用开关激光器阵列读出图象的系统框图;

图13利用本发明提出的逆向传播反射模式几何图形，理论反射率（衍射率）相对于在6417埃2mm厚的光折射（铌酸锂）晶体中记录的单个全息图的波长的关系曲线图;

图14是利用逆向传播反射模式几何图形测得的在6417埃2mm厚的铌酸锂晶体内记录的单个全息图的反射率与波长的曲线图;

图15包括两组各有三种波形（A）、（B）、（C）的波形图15（a）和15（b）;图15（a）用于表述如何在正交数据存储器内因吸收而实现旁瓣缩减效应的;图15（b）表述在正交数据存储器内因部分不连续性而出现的旁瓣缩减效应;

图16表示利用本发明提出的正交数据存储器方法测得的存储在2mm厚铌酸锂晶体内、全息图之间相隔5埃波长的32个高分辨率全息图的反射率的曲线图;

图17表示大量高分辨率、正交数据存储器全息图是如何能够在穿过晶体表面的栅格上重复的;

图18为一方框及示意图，表示根据本发明的利用光折射介质作为存储元件的一种光学校正系统;

图19包括光学校正系统中的两种理想光束路径，图19（a）表示在系统中的记录功能，图19（b）表示在系统中的读出功能;

图20表示根据本发明响应在2mm厚铌酸锂圆盘中写入波长为Hα（空气中为6562.8埃）的全息图滤光器所测得的光谱图;

图21表示响应代表先有技术中最佳性能的Hα波长Lyot滤光器所测得的光谱图;

图22表示用于天文观测的一种波长选择全息图滤光系统的组合透视示意图;

图23表示本发明提出的写入一全息图Hα滤光器的一个实例;

图24表达本发明提出的滤光系统是怎样与天文观测望远镜结合使用的;

图25是一组合示意框图，表示可能被写的具有视波长而定的焦点的全息图透镜;

图26是一个多全息图聚焦透镜系统的简化透视图，该系统具有由改变照明波长而控制的焦点电子控制器;

图27是Cassegrain望远镜的部分示意图，该望远镜带有集成的全息图光学元件，它起到一个窄带滤光器以及一曲面镜的作用;

图28是表示根据本发明在一激光系统中频率选择输出耦合器的使用的简化恒图;

图29表示一个具有在光折射材料中写入反射光栅的分布反馈激光器，该光折射材料也被掺杂，以便使它成为一种激光放大介质;

图30是一种简化示意图，表示根据本发明的光学波长分度复合器和分解器系统，该系统具有对应各个波长信道空间上分离的全息图光栅;以及图31是代表一种光学波长分度复合器和分解器系统的简化图，其中复合器包含对应于同一体积内各波长信道的成角度分离的全息图，而分解器包括在同一体积内的全息图聚焦镜，用以将每一波长信道光束聚焦到其对应的检测器上。

高效反射模式全息图系统参照前述本发明背景中引证的文章与专利，将有助于很好地全面地理解后面对本发明的各项技术方案的实例的描述。尽管方法与装置实例是自解释性的，但通过理解对控制整个状态和光学物理等式的分析，将能更好地理解本发明与先有技术的区别以及本发明潜在的细节分支。在这一意义上，后续的术语目录是用来定义在这部分中通用的各参量：术语目录：K    光栅波矢κ    光栅波矢幅度A    光栅波长λ    入射波长ND施主格点密度N+D接收器格点（捕集）密度n    电子密度NA非光敏补偿离子密度No    总掺杂剂密度J    电流密度E    电场I    光强度（空间上变化的）m    调制系数P    电荷密度β    暗衰减（热衰减）常数

γ    电子捕集重组合速率μ    电子游离度μA    离子游离度kBBoltzmann的常数s    光离子化横截面ε    材料的介电常数hω    每光子入射光能量σP    光导率σd    暗导率（通常比光导率低得多）T    K氏温度t    时间Ed    在环境温度下的扩散场E（T）d固定高温T下的扩散场Eq有限空间电荷场（可在晶体内支持的最大空间电荷场）E0直流电场E1正弦电场变化，它是空间电荷电场k    耦合常数l    光折射晶体厚度Jpv光致电压的电流强度Epv光致电压场kpv光致电压常数α    晶体的吸收常数n0折射的容量系数n1由于光折射效应产生的折射调制正弦系数

e    电子电荷reff    有效电光系数图象存储和读出实例图1为根据本发明的光折射材料中图象存储和读出的一般情况的一个例子。在图1中，所示光折射晶体被切成其宽面垂直于其最佳电子迁移方向（C轴方向）且其厚度极小（即在本例中大约为2mm）的几何形状。一种低于其居里温度的材料，或者室温下相对于铁电相位跃迁的立方晶格，如LiNbO3，被用在本例之中。这种材料具有极强的掺杂剂量级，比如0.025%或更强的离子，通过两种离子化状态之间的平均可建立高于给定的波长范围，如400至800nm的光折射灵敏度。这种材料具有一些所期望的基本特性，如：透光性、电子施主和电子阱的高浓度、热游离离子、以及产生很大的内部光致电压场的能力。

为了向图1中所示的晶体10中写入一个全息图，将一放大物光束12（它在本例中形成一基本平面型波前）导向成相对于晶体10的一个宽面方向，而一个同样为平面型的参考光束14则以逆向传播结构导向为朝向相反宽面方向。两个光束12和14为单色的，即在相同的波长λ上，在本例中平行于LiNbO3晶体10的C-轴。利用其它一些光折射材料，C-轴的较佳方向可以不必平行于两个逆向传播的写入光束。这两种写入光束产生干扰且在晶体中形成一个正弦干扰波形，它由下式给出：I（Z）＝I0〔1+mCOS（Kz）〕（2）其中I0为直流dc强度，m为调制系数，K是干扰波形的波矢K的幅度，z则沿干扰波形波矢的方向，如图2所示。物光束中更多重复空间密度调制可以被分解为一种平面波的有角光谱，这在后续部分将讨论。

回过来参照图1，这两种写入光束的干扰波形被存储在光折射材料中作为一种系数光栅全息图16。当具有光栅16的材料10被具有相同波长且与写入光束之一的方向一致的一个光束18照亮时，则会复制出另一光束作为反射波20。采用本申请中提出的技术，这一全息图光栅是固定或制成永久性的。

光折射晶体10包含电子施主和阱格点，它们通常是通过离子化或掺杂剂离子的减少来形成的，如图3中所示的能级。电子从施主格点ND中光激到导电带，在导电带它们可以漂移或扩散，直至在接收器格点N+D中被重新捕获时为止。这一过程连续进行，直到在暗区电子收集到最大密度而在亮区具有最低密度时为止。回过来参照图2，现在在晶体内存在一种电子空间分布，具有如波形（a）的光干扰波形一样的空间变化形式。由于电荷分布产生一个电场，晶体产生出一个内部空内电荷场（c），它正比于沿K方向，即沿垂直于干扰波形或表面的方向上电荷分布（b）的线积分：ESC～∫ρSCdz，（3）其中psc为空间电荷密度，或波形（b）。该空间电荷场通过晶体的线性电-光效应起作用，产生n1，一个折射的空间变化系数：n（z）＝n0+n1eiKz+n＊1e-1Kz+……（4）

其中n1正比于Esc，如图2中波形（d）所示。典型地，n1是非常小的，在10-4的数量级上。这种系数变化、或者相位光栅，包括了来自原物和参考光束的全部信息。通过用参考光束重新照亮，可以重新构成物光束。

由于这些材料中施主与捕获的高浓度，可以通过利用各全息图的不同角度和/或波长将多重全息图存储在同一体积之中。这些全息图也可被用来存储数字信息，允许存储那些能通过各种全息图进行的波长扫描迅速读出的大量信息。

利用在这些材料中形成电子空间电荷光栅相同的原理，（不均匀地）照亮该晶体以读出存储的全息图也将通过使电子朝着均匀分布的方向重新分布，来将其擦掉。甚至读出光束密度可比用于写入的光束密度低得多，光栅最后也衰退到一种不能用的水平。而且，即使一直保持在暗区，热效应也将会引起光栅衰退。因此，为了使这些全息图在很多应用中都能使用，需要找到一种方法“固定”这些全息图，即使得全息图持久保持，以致它们不被光照而擦掉。

由W.Phillips等人做出的在前实验表明，LiNbO3，由于存在热游离离子，它能提供很好的自我固定。但是，其反向效率或预固定至后固定折射效率的速率很低，通常约为1%。这严重地限制了可被存储全息图的数量和对于大光学存储器及有关应用而言所必须获得的信噪比。

用于写入、固定、显影的过程在数据存储和其它应用中完全实现的反射模型方案的潜力，是采用连续的处理步骤实现的。这些步骤提供了一些高耦合常数，将光栅永久地“固定”在至少其原有值的相当大部分值上。尽管在后续过程中也可能会使用其它材料，主要的努力是整个或部分地在Fe-掺杂的LiNbO3中进行的。此外，这些步骤在产生永久全息图光栅或在全息图的综合折射效率的改进方面都独立地作出了贡献。尽管能理解到的改进已经在透射模型下被观察到了，但这些过程最好在反射模型几何图形下起作用。该处理程序以概括形式示于图4。

图4中所示出的这一方法的三个主要步骤（写入、固定、以及显影）都分别对加强从光干扰波型中产生永久离子光栅的方法有贡献。这些步骤的任意组合可被用来获得有用的结果。例如，在不需要额外改进的实验中，在写入步骤时首先短路的步骤已经常被省略了。

写入通过使用清洁的未处理晶体，如0.1%Fe-掺杂的LiNbO3来进行后续处理，使每一全息图的电子空间电荷图案的幅度变为最大。在任何写入之前，通过对晶体电短路并将其在大约230℃温度下加热至少10分钟，来擦除光折射晶体的任何驻留光栅。在加垫前，用金属箔裹紧晶体将其短路。

（a）在室温下，用一种透光和导光膜包住晶体。在此描述的实例中，抗静电液体被用来形成这种透明导电膜。也可使用其它一些覆盖材料，例如薄碳或金属膜。该覆盖电短路使晶体接通，以防止其内部建立起大的内部电场但仍允许全息图被写入。薄覆盖层是用浸渍在液体中的刷子擦拭晶体而无损地加上的。覆盖后的晶体然后被送去干燥。

（b）然后全息图（一个或很多）在环境温度下被写入透光但导电的晶体中。如果一种以上波长的复合全息图要以大致相等的折射系数写入，各自的曝光时间是根据一个比例表变化的，它是密度的函数，以便使曝光相继缩短。典型地，使用1W/Cm2光束密度，曝光时间为10秒钟，每一全息图可达到饱和水平。

（c）然后经过擦洗，（用丙酮）除去抗静电液体或其它导电覆盖层，最大限度地尽可能限制后续步骤中的化学反应。

尽管这一步骤的全部益处在于实现固定的反射模型全息图，但是如果不需要永久光栅时，这一步骤本身可以提高介稳态全息图的折射效率。而且，如表1中所预期的那样，在透射模型中也能实现折射的放大，使其有较高百分比的增加。

固定通过使用电场控制以及受控加热，从介稳态光栅产生永久但不可读的全息图。在先有技术中，使用LiNbO3，在透射模型中写入的全息图通常利用加热至大约150℃-200℃而转换成永久离子光栅。利用后面描述的本发明的步骤，转换效率，即永久相对于介稳态光栅空间电荷场之间的比率，能够大幅度地得到改进。尽管本发明的过程在LiNbO3中的透射模型光栅和其它具有较低掺杂剂水平的晶体中也已经改善了转换效率，但它在高Fe-掺杂的LiNbO3中的逆向传播反射模型全息图中取得了最佳效果。该过程如下：（a）清洗晶体，作为一种预防措施，以避免任何化学反应污染，然后通过将其紧裹于金属箔之内而电短路。

（b）然后将被短路的晶体很快加热到一固定温度，在一定时间期间中（取决于短路物质的热导率）离子变成游离的（对这些实验中使用的材料而言，在大约160℃时能获得最佳结果）。对于铝箔包裹而言，大约2到3分钟就足以获得晶体的内部热稳定化。这一加热步骤允许热游离离子重新分布它们自己，所以，它们使电子空间电荷分布中和化，成为一个光敏的相反电荷的复制光栅。由于将离子空间电荷场EAq限制到可以扩散电场E（T）d相比，这些离子能够重新分布，完全中和电子、介稳定空间电荷。因为晶体各处是电荷平衡的，所以在折射系数中没有净电荷存在，全息图是不可读的。

（c）然后通过将被短路的晶体迅速从热源处移开而空气冷却到环境温度而使其淬冷。最大冷却速率仅由介稳态光栅的热消除以及在固定处理后可观察到的综合光折射效应的减小来确定。

同时的写入与固定通过在材料的固定高温下写入光栅，可以将写入和固定步骤组合起来。通过加热到230℃且至少短路10分钟以擦去任何可能驻留的光栅来制备晶体。用于记录和固定全息图的过程如下：（a）在室温下，用诸如抗静电液或薄碳或金属膜这类的透光导电膜完全覆盖晶体。该材料必须能够经受得住加热至大约160℃的固定温度。

（b）晶体在真空室内被加热到130°-160°的固定温度，以减小写入期间由于热对流所引起的光栅活动和相位不稳定性。

（c）全息图（一个或许多）被写入短路过的晶体中。

（d）晶体马上被冷却回到室温之下。

显影在定影后，晶体以一电子空间电荷场形式以及一永久的互补的电荷离子光栅形式，有其暂时稳定的光栅，在显影中，暂时稳定的场被中和，只留下永久的离子光栅，在先有技术中，晶体内充溢着光辐射，而使电子光栅回复到一均匀分布。

增强显影过程，所以当照射晶体时，通过加上一外电场或使其受辐射照射而产生一大的光电场就会尽可能完全抹去残余的电子光栅，主要结合本发明所用的第二种方法，它涉及到选择一种大光电效应的光折射材料，诸如一具有高掺杂量的LiNbO3晶体。为了有效和最佳显影，有限的电子空间电荷场Eq应小于光电场Epv和扩散场Ed的总和。而材料的性质（小于1018/Cm3的电子阱浓度）和电动势之间的关系有助于此目的。

a）在定影步骤后，晶体进行了仔细和完全地清洁，这样该晶体是电绝缘的。晶体也保持开路，以便在材料内扩大成大的光电场。

b）开路晶体然后用一强光源进行均匀照射，对开路晶体来说，地主址内的电子是敏感的。光源基本上均匀而不需要相干，可用足够时间曝光来重新分布电子而抹去暂时稳定的电子分布，最好做到通过逆向传播的反射模式几何形状开路照射以及有限的电子阱浓度，且同时在沿着晶体的C轴，形成一接近50至100KW/Cm大的光电场。该步骤的总曝光为至少用于写入初始光栅的曝光。在显影过程后，只有代表贮存激光全息图的稳定离子图仍然留在折光晶体内，而且这些离子图通过光电效应的作用，产生一折射率的分布图形，在普通的激光全息摄影中，用一读出光束就能读出该图形。

此处所公开程序的一重要结果是与先有技术相比，已取得了一从暂时稳定光栅到固定光栅的更大转换率的改进值。而在过去，定影后的光栅衍射效率仅为暂时稳定电子光栅效率的10%。而本发明的技术可提高此效率到80%或更大，因此，对一给定的应用，较薄材料足于产生相同的衍射率，好处在于相应减小了吸收损失，随着材料厚度的增加，衍射率也就愈高，就能获取固定的全息图。

有了这些结果，这种首屈一指的产品及其应用变得实用，该方法据信也提供了首次利用该产品具有增加光折射灵敏度的高掺杂物质。

通过参照图5可更好理解，假定没有吸收，反射系数（衍射率）作为κ和晶体厚度l的乘积之函数，借助依据本发明的程序就能取得固定光栅中κ的主要增加，此处，KFIXED值在5到20Cm-1的范围内，具有-K·l乘积约为3.0就可实现接近单一的反射系数或100%的衍射率，目前已能取得一合理的厚度，譬如几个毫米的厚度。

在讨论各种不同材料或方法的光栅强度相比较时，最好比较耦合常数κ而不是衍射率，因为κ与晶体厚度无关，对于无吸收的晶体中的逆向传播模式全息图，衍射率或反射系数都与耦合常数有关，如：η＝R＝tan h2（Kl）（5）此处的l是晶体厚度，该结果由后一部分得出，注意当在耦合常数K中对一小的Klm很小的增加，作为（Kl）2就会形成一定晶体厚度的衍射率有大的增益。

现象的分析着重在写入、定影、显影以及库塔列夫、苏柏拉和其它人所列出方程式的范围都限定了有关的重要参数，並且分别重复地确认了根据本发明程序所能取得的好处。

写入在稳态和由于可忽略的热传导率的线性简化下，由库塔列夫和苏柏拉所限定的任何占空间的变量（A（2））都能以富里叶级数形式展开：A（z）＝A0+A1eiKz+c.c.（6）这里的K是光栅的波数，O为下符标表示dc（直流）条件），而（1）的下符标是正弦变化时的幅值，要解出由晶体中光干涉图形引起的电子空间电荷场Esc的电场变量E1，可由下述公式给出：E = imEq(E0+ iEd)/(E0+ i(Eq+ Ed)) （7）此处E0是直流电场，m是模数，Ed是扩散场Eq是有限空间的电荷场，而Ed和Eq由下式限定：Ed= (KBTK)/(e) （8）Eq= (eNA)/(K) 〔1 - (NA)/(NO) 〕（9）

此处的NA是离子密度，离子密度在该点所占空间内是均匀的，K是光栅的波数，等于2π/λ，这里的λ为光栅的波长。

折射率变量n1可由下式近似给出：n1= (n03)/2 reffE1（9）此处n0是大块晶体的折射率，而γeff为有效的光电变换系数。

对于单一载体，单一具有光电效应的掺杂物材料，诸如LiNbO3（铌酸锂）的方程式（1c）可得出另一项，可改写成：J＝eμnE+kBTμVn+KpvαI

（10）此处的I为光强度，α为吸收率，Kpv为光电压常数，而C是一沿着光流方向的单位矢量，现在空间电荷场可由下式给出：E1= -im［ (σP(E0+ iEd) + JPV)/((σP+ σd)) ］［ (Eq)/(E0+ i(Ed+ Eq)) ］= - im (σP)/(σP+ σd) ［(E0+ iEd) + (JPV)/(σP) ］［ (Eq)/(E0+ i(Ed+ Eq)) ］（11）这里的Jpv＝KpvαI。为光电流密度，I0是光干涉图形I（Z）的直流（DC）级σp为光导率，σp为热传导系数，而σp一般都＞＞σp（采用大I0所获得）。

对于开路的情况，J0＝（σp+σd）E0+Jpv＝O所以通过有限光电场Epv＝ (Jpv)/(σp+ σd) ＝ (Jpv)/(σp)则E1= m (EdEq)/(- Epv+ i(Ed+ Eq)) （12）在对波长λ＝500nm的逆向传播的几何形状，K约为6×105Cm-1故在温度T＝20℃时Ed＝15KV/Cm，这些由下文中表1列出。所以假设Epv＝5KV/Cm，E1＝5.7KV/C那么，对NA＝1017Cm-3，Eq＝10KV/Cm，通过把掺杂量增加一数量级，这样NA＝1018Cm-3，Eq＝100KV/Cm和Epv＝5-KV/Cm，因为二者级别作为NA属于第一级，因此对较高掺杂系数10，E1＝12KV/Cm在短路情况下，E0＝O，故J0＝Jpv，而采用上述Epv的定义35 E1= m (σp)/(σp+ σd) (Eq(Epv+ iEd))/((Ed+ Eq))

对上述给定值，E1在NA＝1017Cm-3时为6.2KV/Cm而NA＝1018Cm-3时E1为45KV/Cm，因此在记录时，通过缩短晶体，就能获取高得多的空间电荷场，因此也就得到较大的耦合常数，尤其对较高的掺杂浓度。对逆向传播模式光栅，从数字形式列出众多实例，如下文表1所列。此技术也在传送模式的全息图中增大了耦合常数，因为在传送模式中Eq＞＞Ed，故在传送模式中的未缩小的空间电荷场要比反射模式中的同样电荷场低得多，这样就使E1有较大百分比的改进。

如果晶体有一小且可忽略的光电效应，那么写入一高效光栅的最佳条件变化，从空间电荷场Esc的正弦曲线变化的电场E1，可由下式给出：E1= -im(E0+ iEd) (Eq)/(E0+ i(Ed+ Eq)) （14）现在无论如何可不缩短晶体来取得最大的E1，而且应用一外场E0＞＞Ed，Eq，和Epv，结果E1接近最大空间电荷场Eq′定影在定影时，空间电荷场仍保持不变而晶体则加热到离子变得可动的温度，但所捕获的电子仍保持不动，因此，非光激离子的分布NA（2）不再均匀，相反为了整个电荷的平衡而补偿了电子的分布，结果此处NA0为dC（直流）离子密度，NA1为离子密度的变化，因此方程（1a），（1c）和（1d）就变为：V·J＝0（16a）J＝eμANAE+KBTμAVNA（16b）V·E＝- (e)/(ε) （NA-N+D）（16c）解上述线性方程，现给出：E1= - (NAl)/(NAO) (E0+ Ed(T))（17）此处的E0代表全部（也就是内和外）dc场，而E（T）d是在提高定影温度T时引起的漫射，用EAq≡eNAo/ek代替方程（16c）的结果，得出：NAl=NDl+〔1 +EdEAq〕 - i 〔E0EAq〕(18)]]>因此使离子定影率最大而晶体又较短，这样E0＝0，从而消除了在方程（18）中的一分母项，对一给定的暂时稳定光栅值（N+D1）这使得正弦变化的离子光栅（NA1）的幅值最大。

同时写入和定影产生固定光栅的一可供选择的方法是同时写入和定影的途径，如图4所示，晶体加热到离子变得可动的温度，然后晶体在全息图的写入光束中曝光。对非光电材料，会有一矛盾的因素，当写入时，希望有一个场，但在定影时，希望没有场。对光电晶体诸如锂铌金属，在写入和定影时，希望有一小直径的晶体，所以用一被透明导电膜或镀层所缩短的晶体，在升高的温度下，写入一全息摄影的光栅。在写入电子光栅时，离子共同补偿了电子电荷的分布，故而人们期待更强大的方法，因为增强的电子电荷並未引到一抵制更多电子迁移的空间电荷场，通过冷却则晶体回到外界温度（室温），所贮存的全息图就确定下来，而显影的步骤按下述方式完成。

为了同时写入和定影，用SIM的上角标号表示所述稳态下方法的方程，可从下式给出：

15 rnND+= (sI)/(hω) ND(19b)

25 ND+ ND+= N0(19e)对ND，N+D，I，n，E和NA的线性展开，限定离子导电率和光电流如下：

JPV＝kPVαI0（20b）

並且引入边界条件

E1(SIM)= - (NAl(SIM))/(NAO) (E0+ iEd(T))，（22）此处

5 EqA= (eNAO)/(eK) (23b)注意有关顺序的情况，由于1/E0取决于NA1而晶体缩短取得了最大的离子光栅强度。

对顺序的写入和定影，方程（23a）由下式给出

在上述方程中，角标号（T）表示升高定影温度的值，把此顺序与同时存在的情况作比较，在缩短晶体中的定影率由下式给出：

定影率为定影后的定量NA1到定影前的定量NA0，表明离子数如何用定影过程方程（25a）来加以调整，而方程（25b）表示，由于Ed＝Eq＝EAq，该定影率对同时写入和定影情况，实际值会更大，然而同时写入和定影会引出一因热膨胀而引起的波长转移的新问题，而在LiNbO3（铌酸锂）中波长在每温升30℃约转移1埃。在初始记录步骤中就要对光栅中的波长进行补偿，这样，在读出温度下就可取得所要的光栅周期。对最后光栅的调正，采用了控制温度来微调装置的光栅波长。

显影在显影时，一不连续的均匀光束使晶体曝光，此过程也能用方程（1a）（1b）（1d）（1e）和（10）来描述，但是，NA现在是正弦曲线变化而不是一约等于N+d的常数，所以参照方程（15），NA（2）由下式给出：NA（Z）＝NA0+NA1eiKz+c.c.（15）

而NA0＝N+DO·ND1＝-N+D1，所以15 E1= i (eNAl)/(eK) - (E0+ iEd)/(E0+ i(Ed+ Eq)) = i ( eNAl)/(eK) γDEV（26）这里Eq= (eNAO)/(eK) - 〔1 - (NAO)/(N0) 〕（27）由方程（26）可看出，该条件为|EO+iEd|＞Eq（28）对高显影率已是足够，通过加一大电压到晶体上就能满足，或采用一带有内部产生足够大场的开路晶体（诸如从光电效应或热电效应中）故EO＞Eq。对小Eq的要求就需逆向传播反射模式的几何形状，（见方程27）。

对高掺杂浓度（要求大的光折射灵敏度），Eq增加会对显影率有所损害。通过利用反射模式几何学来进行补偿以增大K，因为KRef1＞KTrans，这样就能采用达到100倍先有技术的掺杂，而仍旧实现γDev＝1，所以在显影后，就能取得一高得多的耦合常数K。

表1和表2分别用传送模式和反射模式来比较它们的定影率和显影率，这些表中的定影率和显影率表明多大百分比的最大可能的空间电荷场保存在永久和固定的产品内，在表1中对NA0＝1017～1018Cm-3下，传送模式或反射模式相比较的情况下所能取得的特征场和电子（也就是亚稳定）空间电荷场大小的典型值。

表1：电子（暂时稳定）光栅-反射模式和传送模式20    和传送模式    传送模式    反射模式NAO(cm-3) Epv(Kv/cm)Ag1.0 μm 0.109 μmK 6.28×104cm-15.78×105cm-125 Ed1.59 kV/cm(20℃) 14.6KVT/cm(20℃)Ed2.35 kV/cm(160℃) 21.6kV/cm(160℃)Eq=EAq10175 89.9 kV/cm 9.77 kV/cm30 (N0>>NAO101850 899 kV/cm 97.7 kV/cmEopen110175 1.56 kV/cm 5.73 kV/cm101850 1.58 kV/cm 11.6 kV/cmE1short10175 5.16 kV/cm 6.19 kV/cm35 101850 49.9 kV/cm 45.3 kV/cm结果的理论定影率和显影率汇集在表2。

表2    理论的定影和显影率NA0＝1017Cm-3传送n    反射EPV(kV/cm)= 1 5 10 1 5 10γFIX  Short  SEQ  0.020  0.056  0.108  0.187  0.197  0.226γFIX  Short  SIM  0.536  1.000  1.000  0.238  0.244  0.262γ

Short n/a 0.017 0.017 0.017 0.599 0.599 0.599γ

Open n/a 0.021 0.057 0.110 0.600 0.620 0.672γFinalSh,Sh SEQ 0.0003 0.001 0.0019 0.112 0.118 0.135γFinalSh,Sh SIM 0.009 0.017 0.017 0.142 0.146 0.157γFinalSh,Op SEQ 0.0004 0.003 0.012 0.112 0.122 0.152γFinalSh,Op SIM 0.011 0.057 0.110 0.143 0.151 0.176NAO=1018cm-3传送

n 反射nEPV(kV/cm)=10 50 100 10 50 100γFIX  Short  SEQ  0.0112  0.0554  0.111  0.129  0.380  0.737γFIX  Short  SIM  1.000  1.000  1.000  0.496  1.000  1.000γdavShort 0.0018 0.0018 0.0018 0.130 0.130 0.130γdavOpen 0.011 0.055 0.110 0.157 0.424 0.672γFinalSh,Sh SEQ 2×10-50.0001 0.0002 0.017 0.049 0.096γFinalSh,Sh SIM 0.0018 0.0018 0.0018 0.065 0.130 0.130γFinalSh,Op SEQ 0.00013 0.0031 0.0122 0.020 0.161 0.495γFinalSh,Op SIM 0.011 0.055 0.110 0.078 0.424 0.672

光电场值1，5和10KV/Cm用于较低的离子密度且假定随NAo线性地增加，所以，对更高掺杂晶体，它们的值分别为10，50和100KV/Cm。在饱和状态限定数值大于1，也就是γ＝1，从这些理论结果，可得出下列结论：反射模式几何形状比传送模式取得更好的转换率γFinal（典型地为100倍，这取决于显影时的条件）。在传送模式中，显影率对晶体是否短路非常敏感，而反射模式光栅对晶体是否短路，比起传送模式光栅，灵敏度约小10倍。

总的来说，在反射模式中，如果光电效应是大的，随着掺杂水平增加，γfinal也增加。对传送模式，随着掺杂量增加，γfinal却减小。由于它们改进的光折射灵敏度，也就是约650nm，在某些应用中，希望晶体具有较高掺杂浓度。

指出的一重点是把采用逆向传播反射模式几何形状与晶体短路的新定影技术相结合，比起采用传送模式几何形状和在定影时无电场控制的先有技术方法，从暂时稳定的电子光栅到永久的离子光栅的转换（定影和显影）率大大地改进了。在定影后，传送模式的记录固有地限制了衍射率，而反射模式的记录並不受相同的限制。

测量结果表明这种新型记录、定像和显像方法具有很大的潜力。用带有平行于写入光束的C轴的LiNbO3记录反向传输，反射模式全息图。在显影过程中，晶体被电绝缘并处于均匀照射下，以便产生内光电场。采用抗反射涂层，渗有0.05%铁的LiNbO3晶体仅有2毫米厚，而定影后的衍射效率达43%。在未经短路的晶体中写入的预定衍射效率为50%，这意味着定影过程中可保持86%的原始光栅强度。光束以这样高的衍射效率耦合有助于减小可测量到的最大预定衍射效率。全息图以大约640nm写入，该数值大大超过晶体的感光度峰值-500nm。来自激光器的高斯光束中的总能量大约为0.6w，强度大约为20w/Cm2。曝光时间20秒，曝光能量大约为380J/Cm2。

当在晶体上喷涂抗静电层使晶体在原始写入期间短路时，可观察到衍射效率上升。在以前的实验中那样的类似条件下，预定的和固定的衍射效率分别为52、57和50%。另外，在高衍射效率的情况下，可观察到显著的光束耦合，这种光束耦合从写光束中消耗能量并在读取时产生多重反射，从有效的信号光束中消耗能量。此外，更有效的短路技术，例如采用透光抗反射涂层如Sn，或将晶体浸入传导液中会产生更好的效果。

在实验中也对同时写入和定影进行了试验。用透明传导液对LiNbO3晶体进行涂覆并在炉中加热至固定温度160℃。对多块晶体用反向传输635nm，250mw的高斯光束照射30秒，然后使其冷却到室温。显影后，测量到的衍射效率大约为50%。

用高温下测得的外推衰变时间估计固定光栅的寿命，这与以前他人在本领域中使用的技术相符。实验表明本发明技术中的反射模光栅在室温下半衰期为75年。

虽然以前的实验全是采用反射模几何形状，理论估计与以前报告过的方法相比可获得很显著的成果，这种新型定影方法中的技术也可适用于传导模光栅。使用两个5×5×2毫米的带横向掺杂率为0.02%和0.03%C轴的LiNbO3晶体。曝光强度大约为360J/Cm2，调制指数大约639nm。传导模光栅的显影时间用4W/Cm2（瓦/厘米2）的氩离子激光素大约为5分钟。对于0.03%的晶体，未经短路定影前η＝0.64%，定影后η＝0.08%，转换效率为12%。对于0.02%的晶体，衍射效率分别为0.61%和0.07%，采用新的短路定影技术同时进行定影。对于0.03%晶体衍射效率为0.64%和0.13%，转换效率为20%。

掺有0.05%铁的铌酸锂（Lithium niobate）在以前的大多数实验中被采用，因为可从市场获得并且人们发现它是全息图写入和定影的优良材料。其它可替代的材料是掺铁钕酸锂（LiNbO3），作为光折射介质用于高耦合恒全息图写入和定影技术。其中一个替代材料是掺铁钽酸锂（lithium tantalate），它也具光折射性（E.Kraetzig和R.Orlowski所著“钽酸锂作为全息存储材料”应用物理第15卷133～139页，1970年版）。晶体厚度约为2毫米，掺有0.05%的铁。

对采用现有技术方法非短路定影和本发明技术的掺铁钽酸锂（LiTaO）的转换效率进行比较。以488nm（毫微米）传输模57度入射角在每一次实验中以相同的曝光强度（大约560J/Cm2（焦/厘米））写入光栅。在通过加热至160℃保持2分钟定影和显影全息图之前和之后测量光栅的衍射效率。当晶体如本发明所述在定影期间短路时，转换效率（永久衍射效率与暂时稳定光栅之比）从0.56%增加到4%以上。

在写入暂时稳定光栅阶段，本发明方法对于同样的掺铁钽酸锂（LiTaO3）晶体显示出巨大的改进效果。用以前实验中相同的设备，以488nm写入暂时稳定光栅，而晶体通过涂覆一层抗静电液而短路。在560J/Cm（焦/厘米2）曝光强度下测得衍射效率超过30%，与其相比未经短路，但在相同条件下衍射效率仅为6%。这些结果是在488nm情况下测得的，由于采用了本发明，它们较之在640nm情况下在光栅量值上要显示出更大的改进，这是由于较短的波长具有更大的充电效应。

这些实验结果均在表3中列出。

表3    测量结果反射模式（掺铁LiNbO3）掺杂物    λ(nm)    短路/开路    Sim/Seq    η:预定    η:固定γConvConc    (定影)0.05%    Fe    640    Short    SEQ    50%    43%    86%0.05%    Fe    640    Short    SIM    --    >50%    --传输模式(掺铁LiNbO3和LiTaO3)掺杂物晶体 λ(nm) 短路/开路 η:预定 η:固定d γConvConc    (写入/定影)0.03% Fe LiNbO3640 Open/Open 0.64% 0.08% 12%0.03% Fe LiNbO3640 Open/Short 0.64% 0.13% 20%0.02% Fe LiNbO3640 Open/Open 0.61% 0.07% 12%0.02% Fe LiNbO3640 Open/Short 0.64% 0.014% 22%0.05% Fe LiTaO3488 Open/Open 6.0% 0.033%0.56%0.05% Fe LiTaO3488 Open/Short 8.7% 0.36%4.14%0.05% Fe LiTaO3488 Open 6.0% (未定影)0.05% Fe LiTaO3488 Short 31.7% (未定影)

选择具有足够施主利阱浓度的合适晶体对于优化定影和显影效率是很重要的。如果阱浓度太低，或许由于在产生过程中减少了，固定光栅的转换效率会大大降低。因此，低阱（离子）浓度的晶体可在通过在带水蒸汽的氧气环境中加热而氧化，以减小施主密度并增加阱浓度。经在600℃环境下氧化处理几个小时后，具有非常低（5%左右）的定影和显影效率的晶体其转换效率的改进达10%或更大。

正交数据储存光折射材料最具潜力的应用之一是用作为存储介质，用于存储数字信息的体积全息图。通过记录数字信息作为图象（用透明的空间光调制器或类似装置），高达一兆位的信息量（用1000×1000阵列）可存储在一单个全息图中，存储在介质中的大量的各个全息图具有平行的可及性。这种存储量目前受到低空间光调制器容量的限制，但在光折射晶体中可实现每一平面108比特，最大容量为每平方厘米全息图108比特。

采用体积全息图，光学数据存储的根本问题是在给定的容量中不使相邻的全息图互相影响可存入的独立的高分辨率全息图的数量。以前的系统在存储每一不同的全息图时，每曝光一次后将晶体旋转一个很小的角度或使目标光束和参考光束之间夹角不同（角度多重）。这里所揭示的正交数据存储保持同样的角度分离，但每一全息图使用不同的波长（波长多重）。无论是哪种情况，角度分离还是波长分离，都必须足够大以避免全息图之间互相影响（干扰）。在光折射晶体中已存入1000个以上的有图象全息图，但每一全息图的衍射效率较低且信息的比特容量比V/λ3的理论衍射最大极限低许多个数量级，其中V是晶体的物理体积，λ是用于记录全息图的光波长。

图10表示用正交数据存储方法在光折射晶体中写入数据。这一系统可在光折射材料中记录多重高分辨率、多重波长全息图。在该例子中所选取的光折射晶体是掺有0.05%的铵酸锂，晶体放置成使其C轴沿光栅波长的方向以使光折射指数光栅强度最大。来自可变波长激光器22，例如由电源23驱动的内计算机控制的染料激光器的光被光束扩展器24扩展并准直，从而其波形为平面，然后光束被孔26整形并被分束器30分成两束光。两束光被成角度放置的镜子32，33沿反向传输方向导向晶体10，两束从分束器30到晶体10中心的路径长度相等。带有需记录信息的图象透明软片35在目标光束的光通路上紧靠晶体放置，以调制光束。通过使用这样的系统例如机械透明软片输入器或空间光调制系统可记录多重图象，空间光调制系统是以电子学的方法存储和输入图象，由于这样都是传统做法，因此图中未详细示出。复记录一个新的图象，波长控制器38就输入一个增量信号改变激光器波长，波长控制器38由图象控制器40操纵，控制器40同时还控制每个全息图的曝光和适当图象的输入。

每一连续的图象，就一不同的二维透明软片调制并以不同的波长通过这种正交数据存储系统存入光折射晶体10。波长的多路传输以这种方式形成三维，将二维图象存储在光折射晶体中。波长可在4000A°（埃）到8000A°（埃）之间变化，带宽0.5A°（埃），波长中心到中心的间距可小于2A°（埃），这样可互相无干扰地存入成千个图象。在实践中，用做为可变波长源的染料激光器22的波长范围将会为可存储的全息图数量设立一个实际极限。

图11示出了一个读取系统的例子，它用于提取存储在光折射晶体10中的全息信息，这些全息信息带有以图10所示正交数存储方式存入的数据图象。光从宽带源44经过可变窄带滤光器46，其带通由波长控制器48决定，波长控制器48由处理器50操作。滤光器48的带通是以包围晶体中任意一个单独全息图的带宽，源44通过滤光镜片后其强度可提供足够的相干性，从而以某一特定的波长将记录在晶体10中的全息图反射出。通过滤光器的光被光扩展器52扩展，并被导引通过一分束器54。如果入射波形与其中一个存储的全息图波长相匹配，存储的图象就被反射回分光器54，分光器54将信号反射到成像透镜58，镜头58将信号聚焦在探测阵60上。高强度电荷耦合器件（CCD）成电荷注入器件（CID）可用做为检测器陈列60，这些器件可从市场获得，而且都有至少为1000×1000的象素分辨率。通过图11中的晶体10的反射读取光束62对被全息图反射的图象进行补充。

在宽带光和滤光器组合的情况下，光源可用可调谐激光器，或如图12所示那样，用在不同的所需波长单独开关的激光器系统。将由单个二极管激光器61组成的激光陈通过一光束转换器62引向光束扩展器24，激光陈各激光器的波长与存储在晶体10中的全息图的波长相对应。控制器63操纵具有与所需全息图的波长相对应的激光器的开和关。这样一个系统的优点是对于存储的信息有很高的平行取数。由全息图所载的信息可以这样一个速度取出，该速度仅受可变光源转换速度的限制（或如果使用有各自不同波长的激光器的话，仅受开关速度的限制）。

为了分析数据存储的基本过程，一种实用的已知方法是K空间分析法，如图6a和6b所示。光的波形有一波矢K，波矢K在传播方向上与波形垂直，波矢K的量值为2π/λ，其中λ是光波长。以类似的方式，存储在晶体内的全息光栅有一光栅波矢K，光栅波矢K垂直于其光栅面，长度为2π/∧，其中∧是存储的全息图形的“波长”。设K：为光栅波矢，Ki由波矢分别为K（O）和K（R）i的物光束和参考光束干涉产生，如图6所示，其中光栅波矢按下列公式计算30 Ki= Ki(R)- Ki(0)(29)对平面波来说，目标光束的水平分量为零（目标光束在柱面坐标中以Kr（O）表示）。对载象波而言，这一目标波矢将会有一系列垂直分量，这些垂直分量来自于图象的空间信息量，其全角度范围为24i。参考光束与Z轴的头角设定为θi，因此对于如图示通常在轴线上的目标光束，目标光束与参考光束的夹角为π-i。光栅K矢量是两写K矢量之矢量差，对于高分解率物体如图6b所示，光栅K矢量的量值按下式Ki=Ki2［1 ÷ cos(φi- θi)］, (30)]]>其中Ki是图象光束和参考光束二者K-矢量的量值，θλ是参考光束和图象自由（或平面）物光束之间的角度空间。目标波矢角φ的范围包围物体的全角度带宽φmax。物体的/主角度带宽与其最小特征尺寸u相关，关系或为20 w = (λ0)/(2sinφmax) (31)为避免相互影响，被光栅波矢扫过的每一个弧不能叠加且必须分开。如图7所示，图中示出在数据存储中角度多重的主要限制。为避免全息图之间的相互影响，有必要增加角度间隔（这样会减小可存储的单个全息图的数量），这样做是由于在K空间中全息图没有充分地分开（有叠加）。随着K空间中壳层之间间距的缩小，全息图之间的耦合就会增加，为这一问题，须减小锥角。这样会限制图象的最大分辨率。另外一种办法是增大全息图之间的波长间隔或角度间隔以避免耦合。

如本发明所提出的为解决这一问题，可采用反向传输反射模几何形状写入载象全息图。现在Ki（O）＝-Ki（R），Ki（O）未调制（平面波）。从图8中可看出，全息图以这样的方式立体分布，即在K空间中最有效地利用晶体的可使用体积。在该方案中，通过以不同的波长进行记录，各个不同的全息图被多重复合在一起，这样便引入入或K＝2π/λ，作为存储的第三个正交维。各个连续的图象占据K空间中的球面，半径以Ki表示，它们的中心偏离图8所示的原始中心。这些壳层除了在原点外永远不会相互交叉，原点无实际用处，因此△K的唯一限制是全息图的光谱带宽，△K按下式推导出，并随原经实施测量出。

将式（30）和（31结合，并采用

△λ′＝△λ+δλ，（32a）其中△k = (πn0)/(λ2) △λ，△λ′ = (2πn0)/(λ2) △λ′（32b）是平面波的波长间隔，△λ′是具有最小分辨率W的载象波的相应的波长间隔，△λ′/△λ和W的关系按下式w =λ2｛ 1 - ［2(△λ′/△λ)2- 1 ］2｝－1／2（33）]]>注意可能的最小分辨率为λ/2。W的数字结果作为波长间隔的函数在图9中绘制出，该曲线的λ为500nm。该曲线图表示出采用这种正交数据存储技术可以非常小的波长间隔但非常高的分辨率存储全息图。

例如，当θ≤ψ≤π/4时，根据式（31）与此对应的最小图象分辨率低至0.7λ，或对于光照波长为0.5μm（或500nm）尺寸大约为0.35μm（微米）。在式（30）中，对于反向传输模式θ-O，因此在ψ＝0和π/4时计算△K，其结果是ψ＝π/4时的△K是ψ＝O时的△K的0.924倍。这意味着对于这种分辨率非常高的图象，ψ＝ (π)/4 时K空间中的最小间隔△K比ψ＝O时对于未调制平面波面而言要小8%。因此，波长间隔仅需增加8%即可保持与平面全息图相同的低干扰水平。不产生相互干扰的最小间隔取决于全息图的光谱带宽，它是按下式给出的全息图的厚度。

采用由H，考格尔尼克（KoselniK）研究出的耦合波分析法（“厚全息图光栅耦合波理论”Bcll    Syst    TechJ第48卷，第2909至2947页1969年版），对于在光折射介质中以反向传输几何相互作用的两平面波，作为反射全息图衍射效率的反射系数按下式计算：R = ｜ksinh(－Se)－△k2sinh(Se) +(iScosh(Se)｜2(34)]]>其中K = (π｜n1｜)/(λ0) （35a）S =x2- (△K2)2(35b)]]>△K = 4πn0〔 1/(λ) - 1/(λ0) 〕= 2△K__（35c）

K是耦合系数，γ是晶体的厚度，λo是用于写入光栅的光波长，n6是材料的折射率，而n1是指数调制的振幅，25 n1(Z) = n1eLK1+C.C. = n1exp〔i (4πn0z)/(λ0)〕+C.C. (36)带宽大至与晶体厚度成反比，并且由于△K＝ (π)/(l) 或△λ = (λ02)/(2n0l) （37）从式（5）可得出，当读取波长λ等于写波长λo时对于与按布喇格（Bragg）条件解调为零相对应的△K＝O，反射率按下式η＝R＝tanh2（kl）（5）在图5中以曲线示出是Kl的函数。图中示出随着Kl增加到饱和状态，以高效率存储的全息图数据量也增加了。

介质的存储容量定义为在给定容积中无干扰地存入光栅的数量。在给定容积中可存入的比特Nbits数量按下式

其中Lx和Ly是存储介质的模向尺寸。在实践中波长多重的光谱范围被限制在λ至λ/2，以避免从次级光栅散射。用式（37），对于浓度为d的全息图数量按下式计算

通过将ψmax在式（31）中限定为π/4（与0.5f-numbes对应），对于特数量来说存储量为NBits= 4n0(V)/(λ3)这一结果与先有的理论推导相符（P.J.范.海尔登（Van Heezden），“固体材料中光信息存储理论”Appl.Otp。第二卷第393页，1963年版）。因此，正交数据存储可以充分利用介质的存储容积。由于高旁波辨抑制，它适用于在低曝光能量下高分辨率、高倍噪比图象存储。

图13和14示出了一单独的未调制2毫米厚平面全息光栅的理论响应和实际响应。在理论上，对于-30dB的旁辨波抑制至少需6A°的间隔，尽管在实验中（图14）对于同样的旁辨波水平仪需2.5A°（埃）的间隔。由正交数据存储概念产生的两个切趾效果部分地影响了这种实验中观察到的旁辨波减小现象。

第一个变迹效果，如图15（a）所示，是非线性地衰减反向传输波的振幅，从而他们仅在中心相等;从材料中的吸收而来的（假定入射强度相等）。这意味着调制指数m在中心最大，而在表面则下降。因此，调制指数的强度是变化着的，在中心最强，所以它形成或变迹光栅，从而改变反射的光谱响应以减小旁辨波。

第二个效果，如图15（b）所示，产生于激光同有的部分相干特性，它有一定心在波长中心的有限波长光谱。采用相等的光通经长度。光波在晶体中心精确均匀地干涉。在靠近表面部分，光通路差增加，减小了调制指数，并产生一指数光栅，其振幅在晶体中心达到峰值。由于这些全息图具有特别窄的带宽（小于0.5A°（埃）），上述效果导致可将这些全息图以很小的距离间隔，例如中心到中心可以为2A°（埃）或更小。但以很低的相互干扰率可在λ到λ/2的波长范围内存储大量高分辨率图象（避免第二谐波）。

采用这种新的正交数据存储方法在实验中测得相互干扰特别低，而信噪比很高。在小于2毫米厚的铵酸锂晶体中可存储衍射效率高于1%的50幅全息图或100个以上的平面波（A.杨里夫（YariV）等，“用正交数据存储高分辨率体积全息摄影”，论文MD-3，美国光学协会关于光折射材料的讨论会，1991年7月）。因为晶体厚度经小几次方时，衍射效率在第一级范围，可观察到晶体越厚，效果越大。

图16示出用正交数据存储技术在2毫米厚0.2立方厘米的铵酸锂晶体中以2um（微米）的行和间隔存储集成电路掩模的32幅高分辨率图象。相邻全息图之间间隔为5A°（埃）时，可获得超过24dB（分贝）的光信噪比。（见下列表4）。此外，这一实验是在640nm左右进行的，在488nm左右响应有望大大低于在铵酸锂感光度峰值时的情况。以每一最小分辨元一比特，32幅全息图相当于在-2毫米厚的晶体中存入大约1010比特向数据。由于随厚度衍射效率增加而带宽减小，采用较厚的晶体，例如1厘米厚的晶体可使存储量增加。

表4    正交数据存储中信噪比全息图数量    通道间隔    光信噪比(dB)2    10    444    10    448    10    4316    10    3332    5    24正交数据存储方法可使用数据密度的理论存储量超过目前的输入输出装置，例如空间光调制器和CCD/CID阵的分辨力。若图象分辨率为1μm（微米），这一数字在正交数据存储技术的理论存储能力范围内，对于1平方厘米的晶体表面其相应的像素密度为104×104，这大至比目前的空间光调制器的尺寸高两个数量级。然而空间地将全息图多传输在例如穿过晶体表面的10×10栅极上就可超过这一界限，其中通过使其与写入系统的分辨界限匹配，每一平方毫米元全部利用空间光调制器的1000×1000像素分辨界限，如图17所示。这种空间多重可通过镜子和平移级，或通过电光束偏转器用电光方法机械地完成。

在附图中，目标光束穿过一空间光调器35和一光束缩小仪f2在被引向晶体10之前将其直径缩小到所期望的光点尺寸。用一两轴平移级64将晶体10在每次曝光后移到正确的位置。在相邻的全息图之间可用小静带或保护频带消除图象干扰。

这种正交数据存储措施除了可减小相互干扰外，相对角度多重存储技术还是有许多其它的重要优点：-采用反向传输几何，利用了前面讨论过的增强型定像系统的优点。

-对于反向传输模读取时视场最大，从而容易对准，分辨率最大但相互干扰最小。因此，无需精确定位系统引导角度分辨率为0.01°的参考光束。

对于钕酸锂或类似的光折射晶体，最佳的增量方向或C轴在Z方向上，这简化了晶体的增量和制备同时降低了成本。通过简单地增加毛坯长度就可使厚的晶体增量，而不受其直径的限制。

由于采用波长多重，在读取时可获得更快的可及时间，读取速度仅受读取光源的开关式调谐速度限制。

本发明开发了一种真正的正交数据存储方法，它具有很高的高分辨率全息图存储量，而相互干扰度很小或没有。它的波长多重化方案最终可在光折射晶体中存储以埃为单位间隔的成千幅图象。与前面部分中提及的增强型定像和显像程序连系起来，可得到具有快速、平行可及性的恒定高密度数据存储。

应用光学相关器光学图象相关在图形和文字识别、图象分析、相联储存、和光学计算等许多方面的应用中是一个重要的操作。两种不同图象的传里叶变换的放大技术和得到它们的积的传里叶变换的技术（它的逆向传里叶变换操作相当）是众所周知的用作相关的技术。这使重合的或相似的图象能很方便地识别出。许多现代的相关技术基于试样及参考图象的数字化，以及用来找到最佳匹配复杂算法。这些技术要求大范围的储存和处理功率，即使如此，在速度及容量方面还受到限制。

在图18中示出了使用正交数据储存的优点的一个光学相关器系统。晶体全息记录和读出系统成形用来储存及读出逆向传播、反射型余息图，如上所述。但是，只要通过简单地使物体或试样的图象通过传里叶变换透镜，把多重的参考图象以传里叶变换图象的形式预先记录在一反学的晶体10′中。多种的全息图，其每个能以不同的很接近的波长反射，被定影下来并显影。在图19（a）中描述了这种记录操作，其中参考图象（在透明体66上记录的）被一物体光束照射，然后射向穿过传里叶变换透镜68。目标光束在反光晶体10′的一侧聚焦，而参考光束是从另晶体10′的另一侧逆向传播进入晶体10′的具有类似波长的平面波。

在图18所示的结构中，由景象65所代表的要相关的图象被摄像机67实时地扫描到，并被送到用于分析工序的储存介质69，该分析工序被图象处理器71所控制。典型地，用一图象处理器73来移动、度量或转动由摄像机67所检测到的图象。但是，图象处理器73和图象储存器69的元件是非强制性的，并不要求在所有的情况下都使用。随后，图象数据用来控制一个立体的光调制器75，该光调制器75把处理的图象形成一束选定波长的光束。这样，从可调激光器（如染料激光器）77发出的光束送入光扩展器79（可调激光器是在图象处理器71所设定的输出波长下工作的），这样，具有合适截面的波前被投射到立体光调制器75，该光调制器75用以预处理器73输出的图象数据调制该平面波。图象穿过一分光镜81，再被透镜68进行传里叶变换，并投射到光折射晶体10′。由于把输入图象的传里叶变换用来读出晶体中的全息图，其本身也是一个传里叶变换全息图，因此，只有这两种传里叶变换的积反射回来。传里叶变换的积沿反射方向又被透镜68再进行传里叶变换，并被分光器81反射到探测系统70，该探测系统70可以是例如一种电荷耦合装置（CCD）或电荷注入装置（CID）。

图19（b）示意地说明读出操作。从传里叶变换透镜76穿过的从晶体10′反射回的是两个传里叶变换的积的传里叶变换，或者是两个原始图象的相关：

图象处理器总可以瞬时得到该相关结果h（x，y）。

在现有技术中，如角度的多路传递系统之类的常规技术已被用来储存在晶体中的参考的传里叶变换图象或样板。使用正交图象储存的逆向传播的波长多路传送图用于相关器，高分辨力的样板能减少交叉影响而储存在晶体中。另外，波长扫描显著地使系统简化，因为与角度多路传送图不同，输出信号光束总是沿着同一方向，由此它们不要求角度运动或光束定位就可以射向探测系统。

窄行距滤光器在一类本发明装置的不同实例中，用正交数据储存技术储存的全息图的窄波长选择特点用来提供窄行距滤光器，用于太阳天文学、分光镜、和激光波长控制等多方面应用。有效的滤光元件是一个简单的包含要求波长的单一的、高效率的逆向传播全息图的光折射晶体。该全息图最好用前面所述的技术定影及显象，而保持光栅渗透性。但是，暂时稳定图象已使用，有满意的结果，但是只有很短的工作时间。

测得一个2mn厚的全息光栅的半最大带宽的全宽（FWHM）小于0.5A°。虽然对于如下要说明的不同目的，图象可以是平面的或曲面的，最好用波长控制的激光器发出的光束记录光栅。使用LiNbO3作为光折射材料的全息光栅的反射（绕射）效率为50%，使用本技术的滤光器的性能可与现在的最好的技术相比较（如用在天文学研究中的立奥滤光器）。另外，通过把附加的全息图记录在同一晶体中，这些全息滤光器具有把多重的波长保持在同一晶体中的能力，它们各有自己的预定的反射方向，这是现有技术的滤光器所没有的特点。

图20和21比较了本发明的全息滤光器和现时滤光器技术中最好的非常昂贵的（约10万美元）立奥滤光器的光谱特性曲线。这两个滤光器的中央波长都在6562.8A°处的Hα氢发射线（该数据为空气中测得，如在真空中则为6564.6A°）。使用偏拨光光，全息滤光器的通过率（在分光器、吸收、散射及其它损失后，落到观察者的入射光的百分比）为9%，这与立奥滤光器（一种直线的传送装置）的11.6%的通过率是可以相比较的。在波峰下的-3dB（半最大带宽）立奥滤光器及全息滤光器的常宽分别为0.45A°及0.32A°。另外，全息滤光器的峰周围的侧波辨衰减比立奥滤光器更高。

图22示出一使用体积全息光栅的曲型的高效滤光器的结构。这里（从望远镜或其它的光学系统传送来的）输入光穿过一改善对比度的前置滤光器85（约10-20A°带通）、一偏光镜86、和一分光镜88。在光带通路的端头，选定波长的光由一窄带宽全息滤光器90反射，该滤光器90也是一个具有要求波长的储存全息反光光栅的反光晶体。晶体90最好涂的抗反射层以减少反射损失和改善信号一干扰比。为了进一步减少反光干扰，当记录光栅时，将晶体90倾斜与轴偏离，使得光栅相对于晶体90的表面倾斜。然后把晶体990装进壳体100中，使光栅面与入射光成正交，但晶体表面是倾斜的。这样定向使镜面反射偏轴而反射入邻近的射线收集器92。在全息滤光器90的后面还放置了另一个射线收集器94收集被传送的光，在靠近分光镜88处设置了第三了射线收集器95以吸收从分光镜88的表面反射偏开的入射光。射线收集器92、94、95用最小的散射来吸收不需要的光以改善反射图象的信噪比，及对比度。晶体90可通过改变布拉格（Bragg）匹配条件而进行小角度改变对滤光器的中心波长进行细调。由于倾斜的（单轴）晶体现在有两条通带，偏光镜86保证只有一个反射出光栅。分光镜88把反射的信号传给观察者或仪器。除了对晶体90可作斜度调整外，还有温度控制装置（例如热电装置）98的调节功能。由于滤光镜只极窄的波长选择性，因此用具有高精度的温度控制器来避免所要求的波长漂移掉。一合适的壳体100使元件与环境光线隔离开。

滤光镜的视场限定为与具有常数入的滤光器的反射性的FWHM相应的角度范围。这由下面的条件限定：20---Δk=2πn0λ[1·cos2(θ·Δθ)nD2·1·cos2θnD2]=nL,(43)]]>式中：L为晶体的厚度;λ是波长;n0是晶体的（体积）折射指数;θ是入射光和在晶体内测量的晶体表面之间的夹角;α△θ是视场（全角度）。

注意θ＝ (π)/2 时（逆向传播的几何条件），△θ最大。在这个情况下，对于λ＝656nm和L＝2mm，△θn0λL= 0.0275]]>弧度，或全角度为3°。对于偏轴1°，视场降到1.7°。如果能牺牲视场，全息光栅可为小偏轴反射记录，可取消对分光镜的需要，但是对于观察使用（例如用望远镜），通常要求尽可能最宽的视场，它典型地要同轴反射，因此尽管在通过率强度方面有损失，仍要使用分光镜。

这些滤光镜有相当大的潜力可用在许多要求低于1埃分辨力的场合，如激光雷达、发射和吸收光谱的干扰过沪、喇曼（RAMAN）光谱和遥感。

这些滤光器的一个专门应用是在太阳天文学方面，其中前面提到的波长为6562.8A°（在空气中）的Hα氢线是对天文学家相当有兴趣的几条太阳吸收线中的一条。图22中带有对Hα波长的全息光栅的滤光系统是用于这一目的装到太阳望远镜上，可实时地看到太阳的耀斑和日活动。在这些应用中，前置滤光器85用来减弱超出带外的太阳辐射。在逆向传播的几何条件中在Hα波长，全息光栅的视场约为3°（全角度），这比全太阳盘的0.6°弧要宽得多。

带球形的、立体的非调制的目标和参考光束的全息光栅记录可以得到改善的结果，可在晶体中产生曲面的光栅。制造滤光器具有图23所示的光学结构，其中铌酸锂晶体10′暴露在来自聚焦透镜102、103的要求波长的两个逆向传播的球形波中。一个流出DCM特种染料的波长稳定的染料激光器105用作干涉源。聚焦透镜102、103是相同的，并放置使它们的焦点重合。在光扩展器109后的分光器使从镜111，112射出的沿相对于晶体逆向传播的两个准直光束有相等的通道长度。f个透镜102、103与所用的f个望远镜相匹配，物体波前是聚焦的球形的波前，而参考波前是沿着同一光通道发散。典型地，大到35mm直径的铌酸锂盘用来储存全息光栅，虽然原则上可以用具有相应的更大的曝光时间或更高的激光功率条件的更大的晶体。对于永久储存光栅，晶体使用上述技术定影及显象。

对平面光栅，为了使镜面反射轴偏转，原始的光栅用稍微倾斜的晶体记录，该晶体只有穿过晶体表面的光通路长度差引起的很小的聚焦误差。另外，正交射入光栅的光束可得到最大的视场，用与f个望远镜相匹配的曲面光栅可保证这一点。另外，由于偏轴辐射是以布拉格条件与不同波长匹配，更大的望远镜光阑倾向于使滤光器的响应变更宽（对平面光栅滤光器而言）。这对可用的最大光阑（或最低的f数）是一限制。（f数限定为为光阑直径分开的聚焦长度）。通过使反射的信号再朝整个晶体上的同一点再聚焦，曲面光栅使滤光系统的倾斜不变性改进。因此减少了任何的使波长变宽及聚焦误差。可以使光栅的曲率适合于任何f数的望远镜，其中平面光栅滤光器限制到更高的f数，其中入射波前可以为平面波近似，这是太阳滤光器的新特点。

除了简单以外，这种滤光器还有许多优点。当增加晶体厚度而使通带降低，反射系数可以增加，晶体厚度至少比波长大两个数量级。约3°的视场比太阳的角0.6°要大得多。在这里所指的处理程序的情况下，尽管全息图的散射变量的校正指数为约10-5，经滤光的图象有高效率。

与望远镜122一起使用的曲面光栅滤光系统120示意地示于图24。在全息滤光器126内的全息光栅124（图中实例中在HHα波长）是用热电玻尔帖装置128控制它的温度来进行细调。一前置滤光器130放在偏光镜132之前，偏光镜132用来在滤光器126倾斜到使镜面反射偏轴时使单一的独特的溶液维持在光栅124的布拉格（Bragg）条件下。其它的太阳光线，例如Ca（3933.7A°在空气中）和He（5876A°）可以用全息元件126与在不同波长记录的一个进行交换来进行研究。人们也可以制造具有在同一晶体中记录的几个波长的滤光器，只要前置滤光器能容纳感兴趣的波长。

用装在望远镜中的这种全息Hα滤光器观察到的太阳图象有比立奥滤光器及其它昂贵的现代滤光器有更好的对比度和分辨率。另外，这种滤光器有多重线和偏轴反射能力，这是现时的滤光器不能实现的。

全息光学元件用在全息滤光器中的技术的其它应用是构成全息光学元件，也就是储存聚焦或发射镜，或在晶体中的任何要求的光学传递作用。这些全息元件仅仅对在记录全息图时应用的专门波长反射，而可通过所有其它的波长辐射。

全息镜用如前面实例中的曲面光栅滤光镜同样的方法制造。要求的入射和反射波前用作记录全息图时的目标光束和参考光束。在最简单的刚才对曲面光栅Hα滤光器举的实例中，入射（参考）波前是发散的球形波、反射（物体）波前是退回入射波前的聚焦的球形波。在这实例中用两个透镜来产生要求的波前。一般，通过使用合适的入射和及射波前记录全息光栅可以储存任何波前的传送作用。在可以牺牲视场的情况下，偏轴（也就是非逆向传播）的记录光束可以使用。

在同一晶体中可以记录多重波长，每个波长有自己的聚焦长度和光束方向。与波长相关的聚焦长度全息光学元件140，它是可用于控制在袖珍的光盘机中的读出激光，该光学元件140可用图25所示的组件来记录。使用了平面参考波和聚焦和逆向传播的球形波，因此元件140使入射平面波反射并且把它聚焦到焦点上。从波长控制相干光源142来的光线被分光镜144分成两个平面波，一个是参考光束，从一系列镜146、147、148射出，从一侧偏到元件140上。另一光束通过透镜150或物体光束，从逆向传播侧对元件140撞击。平面及球形波提供了聚焦在对透镜150的各位置而言的一预定点上的反射图象。不同波长的各光栅的聚焦长度通过把透镜150装在转换台152上和在控制器154（它也使波长分段）的控制下，以对每个波长的小的增量来移动它来改变。这样，全息元件140包括一镜，其建造成具有一系列焦点，每个都有自己的独特的波长，沿着透镜150的光轴。全息图按前所述定影及显影。

如图26所示，在一读出操作中，一可调的波长源158对元件或晶体140照射，通过一分光器156。该波长源158可以是例如一激光二极管，其波长取决于被波长控制器160测得的激励电流。晶体140反射信号，因此它聚焦在一个预定的焦点上。这样，该系统提供了没有运动部件而具有电子控制的可变焦点的光源。这对于在袖珍的光盘机中的聚焦伺服机构之类的应用是很有用的。

按照本发明的全息光学元件在需要时可以是极窄的波长选择，取决于全息图的厚度。只反射在小于1A°宽的窄光带中的波长。如前面提到的，如此的系统并不局限于产生聚焦的球形波，但在记录时可用任何波前来编码。把它与前述的窄带滤光器相结合，选频的全息光学元件可用作望远镜中的一个元件，产生可用于天文学、遥感或其它方面的全部自特的窄带观察系统。这种系统的一个实例示于图27，其中在卡塞格伦望远镜中的二次镜被具有窄波长响应的全息镜165所代替。由初级镜167射出的光经滤光，并被全息二次镜反射到图象平面。这方法也消除了在前述全息滤光器实例中需要的分光镜，因此增加光通率约四倍。

精确频率激光器在这下一个例子中，采用了窄线宽度的全息镜来被动地控制和锁定激光器的输出波长。这种激光器可用在光谱学研究、远程通讯或其它需要精确波长的光源的场合。图28所示为一台激光器170（法布里-珀罗激光器）的示意图。激光增益介质172从一外部源174抽运进来，从而产生了大量的受激态和光增益。在一全反射镜176和一部分反射、选频全息输出耦合器178之间的空腔内的光反馈引起了受激原子的受激发射，这又造成了通过输出耦合器178发射的相干激光输出。采用选频输出耦合器178结合一频率选择全息图是为了在增益媒质的全部增益光谱上精确地设定输出波长。

很多应用场合都要求极其小的激光波长容限。大多数半导体激光器的宽的增益曲线使得激光器可以在一个很宽的波长范围内工作，因此，温度或电流的改变（如在调节激光器时）都会引起输出波长的变化。现有技术中采用了校准器、高Q值空腔以及频率选择光栅来使得激光器的线宽变窄并且将输出锁定在一精确的波长上。而现在使用的这些系统中的大部分都有着结构复杂、可靠性低或成本高的缺点。

通过采用全息元件178替代输出镜中的一个，全息镜的频率选择特性就可用于限定和稳定激光的波长以及减小它的线宽度。全息元件的波长可以设定在所希望的某一点上，这样它就只在其很窄的光带范围内反射、并因此产生激光。所以，全息元件既被用作反射物又被用作波长限定装置，这就为产生激光起到了所必须有的反射和透射功用。这种装置的波长精确性和容限要大大小于采用现有技术所能达到的水平。而且，这是一个没有运动部件的简单的装置。

对于某些激光器来说，全息镜的另一优点是低的校准要求。在带有标准反射镜的普通激光器中，每一个都需要校准到正好是直角以限定空腔。采用全息镜后，包括增益介质和光折射晶体的这个系统被装配成其记录光束按所需的方向对准空腔，在空腔内它们在光折射晶体上记录反射光栅，所以它们能够非常好地限定空腔。

前面所描述的整个全息耦合激光器是一个完全、整体地装在一壳体内的带有光折反射光栅的激光器180。图29所示的装置为一个分布反馈激光器，包括一光折射晶体182，例如掺杂铁的LiNbO3，它在其整个长度上都具有反向传播反射模式的光栅184。另外，材料中掺杂一种物质，如铒（Er）或铵（Nd），这使得基质光折射材料182也变成一种激活光增益媒质，这样当通过光辐射能186抽运时它就会产生激光。在加上另一种掺质，如氧化镁（MgO）后，在同一装置内还可以进行腔内倍频。

波长分隔多路传输未来的最有前景的远程通讯技术之一就是波长分隔多路传输，或者说在一根光纤中通过许多波长间隔很小的通道传输信息。然而，这种方法由于缺少合适的滤光系统以具有足够的稳定性和选择性地复合及分离各种波长通道而受到了阻碍。采用现有的技术，至今在一根光导纤维中，最多大约15个其波长间隔在约2（毫微米/通道）的通道可以顺利地进行波长分隔多路传输。体积全息反射光栅为这一复合/分离问题提供了新的解决途径。

将一系列不同波长的反射模式全息图记录固定并显象在一光折射晶体190（例如LiNbO3）上。每个不同波长的全息图192a，192b，等等以波长λ1，λ2…λn分别在不同的位置或以不同的角度记录下来，请见图30的示意形式。为了简单起见，图中省略了光源和其它设备。反射光栅192a，192b，等等是以其反射光束在晶体190中共线地记录下来。当在这些波长λ1，λ2，……λn上工作的若干独立调节的激光器将输入信号送入时，所有这些输入信号就会被合并或复合成一个多重波长、共线的光束，这一光束可通过光纤耦合器194引导到一根光导纤维中。为了使其波长段间隔非常小（例如2埃）以具备本发明的高容量的优点，就要采用精确的光源，例如前述的全息镜半导体激光器。

在接收端，另一个光纤耦合器196将光导入一个带有特殊分布的全息光栅200a，200b，等等的类似的晶体198中，只是它方向相反以分解（分离）各种波长成分。相应于波长λ1，λ2……λn的各个反射模式光栅将它们各自的信号反射离轴并进入到它们的输出口。由于全息光栅的波长带宽在0.5埃级，它们就能分辨互相仅隔开二、三埃的各个信号。这就转变成在光导纤维的通带内的非常大的信息传输容量，所以，在一根光导纤维中可以承载几百甚至几千个光通道。

图31示出了另一种波长分隔多路传输系统。在复合端，波长复合的平面全息图以各个波长不同的反射方向记录在一个光折射晶体202上。各个不同波长模或信号由一个如以上所述的精确频率激光器204提供，该激光器通过准直梯度指示（GRIN）镜205耦合。这些激光器都各自安装在一个框架上，这样它们全都对准具有合适的单独取向的光折射晶体复合器202。反射回来的多重波长光束通过一个GRIN镜207导入到一根光导纤维连线208中。

在接收器中，用另一个GRIN镜210来准直从光纤208中出来的输出信号并使其对准另一个同复合器类似的光折射晶体214，只是，同全息光元件例子中一样，它以弯曲的光栅记录以使各个反射信号聚焦到它们各自的光电二极管216上。光电二极管很小、很便宜，并可排列成一种简单、标准的阵列，这可以批量生产在一个单圆片上，或排列成人们所希望的任何其它陈列形式。

其它用途上面所描述的光折射滤光器和反射器的各种特例改变后可用作许多其它新系统或应用场合的核心元件。正交数据存储装置可用来作为具有平行可编址性的高容量数字存储系统的一部分。以全息图形式的数字数据采用正交数据存储技术存入到光折射晶体中，并可通过扫描各种波长读出。而且，由现有的空间调光器的相对有限的分辨率所造成的限制可通过将多重、小表面积全息图记录在整个晶体表面来克服。以这种形式，该系统就不再受限于现有的空间光调制器的有限的分辨率。同样，完全可以在现有技术容量下以合理的成本使用检测器陈列。这样，可以采用许多技术来读出在不同增量区域的多帧图象。可以使用一个单一光源或一个光源陈列，但是对在一选定范围内波长改变能力是有要求的以充分利用其记录容量。记录的图象与光源和检测陈列之间的相对运动可以通过采用一光束反射系统以使晶体平动，或者通过光源和检测器的平动来实现，当然还可用其它方式。一百个间隔开的多路传输图象可以记录在大约1cm2的晶体上，对图象之间的间隔或防护频带的要求应考虑到由于在容量晶体内衍射造成的微量散射。

对于本领域的行象来说，这种高容量数据存储的优越性在娱乐性记录装置中的意义是很显然的。因为这种记录可以连续地读出，还因为可以采用数据压缩和分解技术来增加容量，一个每一面2～3cm的晶体在采用价格较低的读出系统时就可以作为存储件重放几小时高反差电视节目。例如，在一特定波长读出的每幅图象可以转储到两个缓冲存储装置中的一了上，而另一个可以读出作实时显示。这个例子设想在每100个增量区域有1000个全息图象，在数据以10∶1的比例被压缩，且毕特速率为每秒109时它包含106毕特位数据。

早先所描述的采用传里叶变换全息图的正交数据存储作为关键存储元件的相关器系统可以用来作为自动目标或物体辨认系统的一部分，它将输入图象同存储的“样板”图象作比较，并通过相关运算估价与存储的样板的相似程度。这种系统的其它用途还有用于缺陷检测（如半导体器件制造中）的检测装置，航测、图形分辨。

由体积全息图制成的有调谐能力的窄线宽度滤光器是获得新一代分光计、激光光谱分析仪、成象分光计、材料分析仪器以及用于波长多路分隔传输系统的光调谐器的关键元件。这些滤光器里，光栅的调谐特性是通过改变入射角、温度、或通过晶体的电压来控制的。采用体积全息滤光器和普通的检测器可从波长通道间隔很小的多重波长源中选中一个特定波长来。这种滤光器还可以用来选择或排斥一个窄光带，例如在LIDAR（激光探测距）、喇曼光谱学、传感器保护、光通讯解码以及静噪滤波中。其有微量波长偏距的多带滤波器可以记录在一单一体积上用以分析例如激光二极管这样的光源的波长变动，或表示一分光计内的发射谱线。这些滤光器还可以用来将比较便宜的法布里一珀罗激光二极管的输出波长锁定在一固定波长上，以达到只有较贵的分布反馈激光器才具备的性能。只反射预定波长和记录中用的波陈面图形的全息镜可用作频率选择光学元件或耦合器。前面已叙述了采用这样一个零件作为输出耦合器的激光器。通过与一由窄带全息镜限定的外部空腔耦合，一个普通的半导体二极管激光器可以被改变成一个高质量的光源。全息镜还可以用来建造激光器，该激光器的镜准直可在制造后确定，即使来自一外部激光器的光以所希望的路线通过空腔以记录全息反射光栅。由这种功能而得到的激光器装置的例子有环形激光陀螺仪和激光干涉仪。

波长复合和分解系统的概念是比现有系统优越的许多新的具有波道荷载和信噪特性的计算机和通讯系统的核心。在数字电缆电视中，一根光纤可以传输几百个不同的波长频道，然后再通过可调谐的窄线宽度（微埃分辨率）的全息滤光器分选出来。在地区性或大城市的电视网中，这些全息滤光器使得真正的波长分隔多路传输成为可能，它有几百个具备光导纤维和放大器的发射波带的不同波长的通道。在海底和陆上长距离光纤通讯中采用本发明所提出的波长分隔多路传输方法，可以使现有的系统的容量增加十倍甚至更多。还有，采用这项技术，用波长分隔多路数据传输，光计算机传输母线也可制造了。

记录在光折射晶体上的暂时稳定全息图象是很有用的，虽然随着时间流逝，由于暴露在环境光下或者由于相对于温度和光强度读出照度是单调改变的原因该图象会逐渐衰减的。产生全息图所需的波能在500J/cm2级上，而合成衍射效率是在峰值，这是因为定影和显影的缘故而没有衰减。相比较，读出光束能在0.01至100W/cm2范围内，而且寿命短，所以说，全息图的衍射效率在每次读出时只减弱几分之一。因此，一个给定的晶体可以在选定的波长上作为全息滤光器用上很多次，并且再在另一个波长上作为全息滤光器再记录。当一个暂时稳定全息图要被增强或改变时，如在用于数据存储的更新操作中，就需要有记录和读出能力。然而，同仅仅在读出后恢复其衍射强度相比，改变全息图需要更多的照明能量。

虽然以上描述了若干种形式和方法，但是应该理解本发明并不限于这些形式和方法。而应该包括在权利要求书范围内的所有形式和应用场合。