征化。具有技術(shù)的讀者將理解所描述的原理可以應(yīng)用到其他已 知的磷光體以及磷光體光源的組合中，并將具有足以勝任的能力而無需進(jìn)一步進(jìn)行創(chuàng)造性 的構(gòu)思。
[0066] 已經(jīng)經(jīng)過測試的設(shè)備的配置基本上如參照圖1所示并且所描述的。這個示例并非 意在于限制本發(fā)明的所有實施例。
[0067]如同圖1中所示的理想的系統(tǒng)可以描述為具有完美的平面以及平行的界面的三 層系統(tǒng)：具有厚度d以及復(fù)折射率n的一層嵌入在兩個具有折射率n。的半無限介質(zhì)中。利 用這個信息，有可能解析地計算出針對這個系統(tǒng)將發(fā)生CPA所處的波長。正如在參考文獻(xiàn)， Y.D.Chong,LiGe，HuiCao的"Coherentperfectabsorbers:time_reversedlasers'，， Phys.Rev.Lett.，105, 053901 (2010)中所闡述的，通過將系統(tǒng)的散射矩陣的本征值設(shè)定為 零從而獲得需要進(jìn)行求解的等式：
[0068]t±r=0 等式⑴
[0069]r和t分別為三層系統(tǒng)的反射系數(shù)和透射系數(shù)。
[0070] 這得出：
[0071]
等式⑵
[0072] 在等式（2)中，n為磷光體平板的折射率，k為在具有折射率n。的周圍材料中的光 的波矢量，d為磷光體平板的厚度并且i為虛數(shù)單位。
[0073] 在所研究的情形中，由于層嵌入于空氣中，所以nQ= 1。
[0074] 對于每個固定的波長和厚度以及對于微弱吸收層，等式（2)可以作為復(fù)折射率的 函數(shù)而逼近地求解。因此等式（2)在由折射率的實部和虛部限定的復(fù)平面中定義了曲線。
[0075] 圖4(a)利用連續(xù)的黑線示出了針對ACPA= 496nm的波長以及110微米的層厚度 的計算結(jié)果。對于這個固定的波長\PA，在圖4(a)中的黑線中的每個點描述了不同的材 料。在該圖上的十字對應(yīng)著CeYAG在496nm處的實和虛折射率。該十字與實線的交疊指示 對于110微米的CeYAG平板，可以在AepA= 496nm處獲得CPA條件。
[0076] 圖4(b)示出了作為波長函數(shù)的磷光體層折射率的虛部40并且還示出了針對 CeYAG的典型發(fā)射光譜42。在460nm處發(fā)現(xiàn)最大的磷光體層吸收。
[0077] 圖4(c)示出了作為波長函數(shù)的磷光體層折射率的實部。
[0078] 可以利用橢圓測量術(shù)來進(jìn)行這些測量用于得出復(fù)折射率值。在圖4(b)和圖4(c) 中的十字示出了在入496nm處的CeYAG平板的折射率。
[0079] 圖4 (b)示出了在比CeYAG的最大吸收波長（ACPA= 460nm)更長的波長處達(dá)到樣 本CeYAG平板的AepA，g卩，在CeYAG吸收為低的波長處。借助于CPA條件的優(yōu)勢，在496nm 處的吸收可以甚至高于在460nm處的吸收，而當(dāng)在496nm處激發(fā)發(fā)射時可以降低量子虧損 達(dá)到36%。
[0080] 通過作用于兩個入射光束之間的相對相位(p，可以從100 %到最小值地調(diào)制吸收。 如果照射強(qiáng)度足夠低從而避免非線性現(xiàn)象時光致發(fā)光（PL)將具有相同的調(diào)制。
[0081] 通過計算吸收的調(diào)制可以確定光致發(fā)光調(diào)制。當(dāng)每一個光束中具有同等強(qiáng)度為1， 在波長AepA處的作為f的函數(shù)的吸收可以如下給出：
[0085] 這個計算假設(shè)了理想的平坦和平行界面。因此，吸收可以在100%和由I。給出的 最小值之間進(jìn)行調(diào)制。在平板和周圍介質(zhì)之間的折射率對比越高，可以達(dá)到的調(diào)制越高。不 失一般性，最初的相位差采取為等于0。在所分析的情況下，強(qiáng)度的預(yù)測調(diào)制由以下給出：
[0086]
[0087] 并且具有23. 5%的值。
[0088] 圖5示出了所測量的來自CeYAG層的光致發(fā)光的調(diào)制。用來對磷光體進(jìn)行栗浦的 光源為生成波長Xexp= 495. 9nm的Ar-Kr激光器，該波長非常接近計算的ACPA。
[0089] 圖5 (a)示出了針對入射波長Aexp= 495. 9nm的作為兩個入射光束之間的相位差 9的函數(shù)的光致發(fā)光的最大值的調(diào)制的測量值50。實驗調(diào)制等于2. 3%。連續(xù)線52示出 了用余弦平方類型函數(shù)對這些測量值的擬合，其確認(rèn)了調(diào)制的起源是干涉。虛線54指示了 具有分別入射在樣本之上的兩個光束（相位不相關(guān)）的光致發(fā)光的最大值的總和。繪圖56 示出了針對非常接近A_的入射激光波長457nm的所測量的光致發(fā)光。其被呈現(xiàn)的目的 在于對比并且其代表了傳統(tǒng)上用來達(dá)到最大吸收和發(fā)射的波長。
[0090] 在實驗調(diào)制（Mmp= 2. 3% )和理論預(yù)測（M_= 23. 5% )之間存在因數(shù)為10的 巨大差距。由等式（3)預(yù)測出的理論結(jié)果僅對于恰好的單一波長Acpa以及針對完美的平 面平行和平滑界面有效。用來栗浦磷光體的光源為Ar-Kr激光器，其利用了原子躍迀來生 成A_= 495. 9nm激光。因此考慮這條線足夠銳利從而滿足理論中假設(shè)的條件。
[0091] 在光學(xué)顯微鏡下，可以看見樣本表面上的具有允許栗浦光的有效散射的尺寸的散 射體。這些可見的散射體是以不同速率對包括YAG:Ce的晶體的邊沿進(jìn)行蝕刻的化學(xué)拋光 的殘余產(chǎn)物。散射體的尺寸處于數(shù)微米的數(shù)量級上。在沒有出現(xiàn)散射體的區(qū)域中，由AFM 確定的表面粗糙度產(chǎn)生35nm的測量值。因此表面粗糙度構(gòu)成了實驗和計算之間的不符的 主要來源。通過執(zhí)行較高的質(zhì)量機(jī)械拋光并且通過避免化學(xué)拋光，粗糙度可以急劇地降低。 以這種方式，散射體的形成可以避免使得樣本更接近由CPA所理論假設(shè)的條件。
[0092] 與光譜的測量同時地，來自樣本的一側(cè)的總強(qiáng)度用照相機(jī)進(jìn)行記錄。圖5(b)示出 了遠(yuǎn)場強(qiáng)度的測量值。在圖5(b)中，每個點是照相機(jī)中的每個光束點的半高全寬強(qiáng)度上 的平均值的結(jié)果。強(qiáng)度是一個光束的透射部分和另一光束的反射部分之間的干涉的結(jié)果。 因此可以預(yù)期相對于光致發(fā)光調(diào)制而言處于反相位：當(dāng)建立在層之外的干涉圖案相消（圖 5(b)中的最小值）時，能量被捕獲進(jìn)入層中并且最終轉(zhuǎn)換成光致發(fā)光（在圖5(a)中的光致 發(fā)光調(diào)制的最大值）。
[0093] 通常（對于任何波長），3層系統(tǒng)的吸收比可以利用轉(zhuǎn)移矩陣方法和疊加原理來解 析地進(jìn)行計算。這個方法允許同樣針對與不同的波長來計算系統(tǒng)的響應(yīng)。首先，針對 單光束照射并且考慮光的行進(jìn)方向?qū)θ龑酉到y(tǒng)的復(fù)反射系數(shù)和透射系數(shù)進(jìn)行計算。從這 些，對系統(tǒng)中的復(fù)電場的空間分布進(jìn)行估計。這些步驟分別針對兩個相向傳播的光束來執(zhí) 行。于是在每個位置處，與兩個光束相關(guān)聯(lián)的復(fù)電場被添加。接著通過對整個電場的模平 方的積分來對層中的吸收比進(jìn)行估計。在CPA條件下，這個計算給出了與等式3相同的結(jié) 果。
[0094] 在圖5(c)中，連續(xù)線58示出了針對入射波長為Aexp= 495. 9nm的作為兩個光束 之間的相位差的函數(shù)的吸收比的計算。得到的吸收比稍稍偏離由等式（3)所預(yù)測出的（未 示出），原因在于在Acpa和Aexp之間小的差異。在圖5(c)中的線62示出了針對457nm(接 近的入射波長的所計算的吸收比。針對這個波長（遠(yuǎn)離CPA條件），吸收比接近于為 單一光束之一的兩倍。針對Aexp= 495.9nm，較之在457nm(接近A_)處獲得