О дифракционной эффективности фазовых голограмм при записи на фототермических материалах Текст научной статьи по специальности «Физика»

ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКИЕ НАУКИ

О дифракционной эффективности фазовых голограмм

при записи на фототермических материалах

1 2 Джаманкызов Н. К. , Акимжанова Ч. С.

1Джаманкызов Насыпбек Курманалиевич /Dzhamankyzov Nasypbek Kurmanalievich - доктор физико-математических наук, заведующий лабораторией;

2Акимжанова Чынара Сагынычбековна /Akimjanova Chinara Sagynychbekovna - старший

научный сотрудник, Институт физико-технических материалов и материаловедения

Национальной академии наук Кыргызской Республики, г. Бишкек, Кыргызская Республика

Аннотация: проведено теоретическое исследование процесса записи голограмм на фототермических средах с целью оценки необходимой мощности лазерного излучения при записи информации, в зависимости от задаваемой пространственной частоты и длительности воздействия излучения. Выявлено, что для повышения плотности записи в этих средах необходимы материалы с низкой температуропроводностью, при этом запись следует осуществлять короткими импульсами для минимизации длины тепловой диффузии.

Ключевые слова: дифракционная эффективность, голограмма, фототермические материалы, температура, нагрев, импульсный режим, лазер.

Введение

Существует класс материалов, в которых их оптические и спектроскопические свойства при облучении меняются в зависимости от плотности падающей энергии и процесс сопровождается формированием модулированного теплового поля, приводящего к изменению оптических показателей среды. Механизм изменения оптических параметров, ответственных за изменение диэлектрической проницаемости вещества за счет действия модулированного теплового поля может быть различным [1 - 2]. Один из них связан с расширением среды под действием тепла и соответственно изменением ее плотности. Изменение плотности среды приводит к изменению ее показателя преломления, что можно использовать для модуляции постороннего светового пучка. В зависимости от того, изменяется ли мнимая, действительная или та и другая части диэлектрической проницаемости вещества, формируется соответственно амплитудная, фазовая или амплитудно-фазовая решетка.

Практическое применение такой схемы связано с нахождением среды, имеющей достаточно высокий коэффициент расширения. Таким свойством обладает ряд полупроводниковых материалов, например, халькогенидные стеклообразные полупроводники (ХСП) (в том числе As2Se3/) [2 - 4] и отдельные виды жидких кристаллов [5 - 8], в которых действие импульса тепла определенной величины приводит к обратимым и необратимым изменениям оптических параметров. В жидких кристаллах распределение интенсивности может быть преобразовано в распределение температуры слабым поглощением и нагреванием в жидких кристаллах, допированных красителями, чтобы увеличить поглощение записывающих световых пучков, позволяющих произвести нагревание даже при низких световых интенсивностях [7 - 8].

В этих материалах между амплитудой изменения показателя преломления и амплитудой изменения температуры вещества существует линейная связь

dn

А п = — А Т ¿LT

для достаточно больших диапазонов температур [4, 8], где — - термооптический

коэффициент показателя преломления. Поскольку промежуточные температурные

6

решетки имеют время жизни от доли наносекунда до миллисекунд, то для сохранения информации на длительный срок результирующая оптическая решетка должна быть заморожена [8] или в процессе записи информацию параллельно перезаписывают на другую среду [1, 2]. Во многих термозаписывающих средах процесс замораживания осуществляется в результате перехода среды в остеклованное состояние [8]. О механизмах фототермичесской записи информации в таких средах накоплен огромный экспериментальный материал [1 - 8]. Отметим, что термооптический градиент, который, как показывает эксперимент [4], при достаточно большом интервале температур ДТ~ 300°С остается постоянным. В частности, у селенида мышьяка ЛБгЗез термооптический коэффициент показателя преломления составляет ^ = 2 , 8 7 * 1 О ~4К~ 1 на длине волны X = 0,9 мкм, и при изменении температуры на

100°С показатель преломления изменяется порядка Дп = 0.2 [4], что позволяет

записать голограмму объекта с большим числом точек.

Однако, основным недостатком упомянутых сред является необходимость доведения температуры облученной области пленки до температуры записи информации, которая близка к точке её плавления. Это обстоятельство ограничивает возможности улучшения технических параметров записывающих сред. Ясно, что необходимо задавать с большой точностью мощность импульса энергии, так как сравнительно небольшой перегрев пленки приводит к ее необратимым структурным разрушениям, например, распадению на капли. Или наоборот, недогрев до нужной температуры приводит к тому, что информация не будет записываться. Такие жесткие требования к параметрам импульса энергии сильно осложняют эксплуатацию записывающих сред. Проведение теоретических исследований, позволяющих рассчитать значения задаваемой мощности импульса энергии для получения оптимальных режимов температуры поверхности регистрирующего слоя в зависимости от ее теплофизических характеристик, с учетом параметров источника излучения является одним из решений проблемы. Данная задача в литературе исследована недостаточно. В предлагаемой работе проводится теоретическое исследование особенностей формирования плоских голограмм в поглощающих веществах, изменяющих свой показатель преломления в результате выделения тепла. Поскольку коэффициент ^ и теплоемкость вещества остаются постоянными и температурное изменение фазы линейно связано с изменением температуры, то исследование кинетики образования дифракционных максимумов тепловой решетки сводится к рассмотрению теплового режима поглощающего слоя.

Нагрев фототермических материалов в интерференционном лазерном поле.

Как правило, записывающая среда представляет собой некую слоистую диэлектрико-полупроводниковую структуру (ДПС), которая образуется из слоя регистрирующего соединения, заключенного между двумя прозрачными покрытиями, одно из которых является подложкой, а другое термоизолирующей пленкой. Пусть на такой слой регистрирующего материала падают две плоские когерентные волны под углами + в/2 к нормали, с длиной волны X. Вследствие интерференции плотность падающей энергии периодически изменяется вдоль оси у. В результате поглощения света в слое наводится соответствующее температурное поле в виде некоей тепловой решетки. При достижении определенной амплитуды температурного поля происходит регистрация периодической структуры излучения посредством соответствующего изменения оптических параметров, т.е. показателя преломления слоя. Таким образом, под действием излучения происходит изменение свойств материала, которые в общем случае зависят не только от координаты у, но и от координат ъ и времени 1

Распределение пространственно - неоднородных поверхностных источников тепловыделения в тонком полупроводниковом слое определяется характером этой интерференционной картины, сформированной двумя когерентными пучками с интенсивностями, описываемой выражением для случая прямоугольного импульса q (y,z) = q0 (z) [ 1 + mc o s (ky) ] (1) где q0(z) - усредненная по объему мощность тепловыделения; к = 2тт /Л -

пространственная частота, А , m - период и глубина модуляции плотности световой

энергии в полупроводниковом слое; (Л = Я/ 2 co s0 - период пространственной тепловой решетки, Я - длина волны лазерного излучения, в - угол падения на слой светового пучка).

В общем случае q0 является функцией координат z и распределение температурного поля T(y, z, t) в слое определяется решением уравнения теплопроводности с источником тепла (1).

дТ (д2Т д2Т\ a f Л ...

при условиях: границу z = 0 будем считать термоизолированной,

' ' ' эг(у,о,р _

9z 0, (3)

а поглощающий полупроводниковый слой достаточно толстым d^® чтобы влиянием подложки можно было пренебречь, т.е.

Т (yd, t) = 0 (4) Так как под T(y,z,t) понимаем наведенную величину температурного поля, то начальным условием будет

Т (y, z, 0) = То. (5) где Т 0 - температура внешней среды.

Здесь а, я - коэффициенты температуропроводности и теплопроводности материала, соответственно.

Однако в зависимости от условий задачи рассматриваем различные приближенные решения двумерного уравнения теплопроводности (2).

1.Рассмотрим случай, когда запись информации осуществляется в импульсном режиме при высокой плотности энергии излучения, когда с хорошей точностью

выполняются условия

(Vat < Л и d), т.е. длина диффузии станет меньше,

чем период тепловой решетки и толщины пленки. В этом случае, пренебрегая вторыми производными по двум координатам у и z в (2), легко находим изменения температуры в пучностях интерференционных полос по оси у на поверхности (z=0) полупроводникового слоя.

Т (y, t) — Т0 = Д Т (y, t) = ^q0t + ^m q0t c o s (ky) =^q 0 t [ 1 + m co s (ky) ] (6) Первое слагаемое описывает температуру поверхности при равномерном освещении (k=0), а второе слагаемое - вклад от модуляции интерференции световых волн, который зависит от параметра k. Как и следовало ожидать, в процессе формирования тепловой решетки закон пространственного распределения фазы температурной волны на поверхности не изменяется со временем, и остается пропорциональным cos (ky) т.е. принимает гармонический характер. Величина температуры поверхности прямо зависит от количества выделившейся тепловой энергии Q = cío t (дж/см 3) внутри полупроводникового слоя за время воздействия лазерного излучения и позволяет проводить оценку температурных режимов записи информации. Поэтому, в рассматриваемом случае процесс формирования тепловой решетки имеет накопительный характер в рамках применения вышеуказанного приближения. Однако запись информации происходит при перепаде температурного поля, что в данном случае определяется модуляцией интенсивности предметных и опорных пучков ( , в слое, т.е.

М = т = ^ , (7) Температура в пучностях интерференционных полос будет выше на величину т, чем температура фона и т <Л, если /, Ф 12.

Как выше сказано, температурное изменение фазы тепловой волны Дф в поглощающем слое зависит от свойства вещества и определяется из выражения [2].

ДФ = /с (¿Дп = /с й — Д Т (8)

ат у '

Как известно, значения — для одного и того же вещества при постоянном

давлении р и при постоянном объеме у могут существенно различаться. При импульсном воздействии на вещество возникают волны давления, которые распространяются со скоростью звука. Если ^ - это время выравнивания давления в

веществе, а \ - время наблюдения, то ^ = р при 1> ^ и ^ = у при \ < ^ Подстановка (6) в (8) приводит к следующему выражению для фазы.

ДФ = М^<70£ [ 1 + шсо 5 (/су) ] (9) Дифрагирующие свойства светоиндуцированных решеток будем описывать с помощью понятия дифракционной эффективности (ДЭ), широко используемого в оптике и голографии. Поскольку комплексное пропускание тепловой решетки определяется как £г = е1ДФ, то принимая во внимание известную формулу:

р1гсо5(р _ у^ уш т (7Лр1т<р

комплексное пропускание тепловой решетки, представив в виде:

£г = е'ДФ = ехр ( ¿МехР [¿ш//й^™(}0£:со б (/су) | , (10) находим выражение для искомой дифракционной эффективности (ДЭ) для тонкой фазовой голограммы 1- го порядка из соотношения [2]

^(0 = | ^ | 2 = 5Л2 (ксС^т а (Г) ) (11) где А (г) - функция Бесселя первого рода 1- порядка и описывает амплитуду дифрагированных волн, S - пропускание слоя толщиной d на длине волны Я дифрагируемого излучения, Q(t) = 1 (дж/см3) - количество поглощенной средой энергии.

Как видно, яркость дифракционных максимумов зависит от количества тепла внутри полупроводникового материала, выделившегося к моменту времени 1. При малых аргументах функции Бесселя можно пользоваться приближенной формулой

^ (0=5(ксС^ ^т а (Г) ) 2 (12) Видно, что ДЭ зависит квадратично от плотности поглощенной энергии. В качестве иллюстрации зависимость г] ( £) от Q(t) = ^ 0 1 (дж/см 3) приведена на рис. 1

а ^ ^ г- ^ г,,- вт _ „ 2 а .см3 К 2 ж!

для материала Л8^е3 при я = 0 . 5 — 0 . 7 5-, а = 2 ■ 1 0 ° — , - = 4-,-=

м град с к Дж ХсоэН

кс! = 1000, ^ = 2.87* 10" ' К1 и т = 1. Максимальная величина ^р равная 33,9%, достигается при Q(t) = 1,56 ^ . Увеличение <2 (1) до 2.93 ^ сопровождается падением ] до нуля.

Рис. 1. Дифракционная эффективность тепловой фазовой решетки в зависимости от поглощенной энергии регистрирующего слоя (треугольники - экспериментальные точки)

Рассмотрим решение (2) при условиях (3) - (5) с учетом (1), когда поглощение

излучения подчиняется закону Бугера - Ламберта (2) = 'о А е -х = q 0е -Х2.

Температурное поле на поверхности можно представить в виде двух слагаемых:

ад) = т) + 7ад) (13) Первое из них описывает температуру поверхности регистрирующего слоя при её равномерном освещении, т.е. когда к=0 (вклад первого слагаемого в выражении (1)). Он создает общий фон температурного поля

^ (*) = ^ ф (±) + То (14) где ¿Ф* - интеграл от функции Ф * = erfc(s) =1 - ей(5) =1- Ф(s), здесь Ф^)-интеграл ошибок или функция Лапласа.

Второе - вклад пространственно промодулированной составляющей и решение имеет вид:

Т2 (у^Д) = ^ Ф(Ь/а £) е- к2 (15)

Тогда согласно (13) общая температура поверхности регистрирующего слоя ^ = 0) определяется из соотношения

Т(уД)-70 = Д Т (у, г) = + Ф (к//а I) cos(ky)=2^/^ [1 +M(k,t) cos(ky)](16)

где коэффициент (или амплитуда) модуляции М (кД) температурного поля интерференционных полос на поверхности по оси у определяется из соотношения М(кД) = (ДТмах - ДТмин)/ (ДТмах + ДТмин) и имеет вид:

^ = ЧШ Ф (к^а 0 (17)

Как видно из этого выражения, коэффициент модуляции зависит от пространственной частоты, от температуропроводности материала, от длительности воздействия лазерного излучения и от модуляции опорных и предметных пучков. Не зависит от мощности нагревающего излучения и от коэффициента теплопроводности материала. При этом температура на пучностях интерференционных полос согласно (16), становится как

Т2 (у,0Д) = Ф(Ь/а1) и в зависимости от времени изменяется как функция Лапласа. А в зависимости от пространственной частоты Т также растет быстро, как функция Лапласа, и медленно падает как к - 1. Это обстоятельство создает ограничение для записи информации, связанное с температурным режимом, так как для осуществления записи значение повышения температуры на пучностях интерференционных полос не должна

10

превышать температуру плавления исследуемого вещества и не должна быть меньше, чем температура записи, т.е. Тзап < ДТ(к) < Тпл. Диапазон рабочей температуры для записи информации определяется из эксперимента, например для мышьяка селенида As2Se3 температура Тзап = 150 °С [1], а Тпл= 180°С [2]. Следовательно, для каждого значения энергии записывающего импульса существует диапазон пространственных частот, которые будут записаны, попадая в диапазон температуры записи (Тзап < ДТ(к) < Тпл). Ограничение пространственных частот связано с Тзап, так как при больших k температура Т2 становится меньше, чем Тзап, и информация не будет записана. Для записи необходимо повысить энергию импульса излучения, т.е. мощность источника излучения.

Используя свойство функции Ф(0) = 0, Ф(+оо) = +1, Ф(х> 2.7) = 1 [5], рассмотрим, как изменится коэффициент модуляции теплового поля в зависимости от параметров. Тогда, исходя из условия Ф(х>2.7) ~ 1 можно написать, что

ъ!сЛ ^ 2,7 (18) Выполнение условия (18) можно достичь двумя путями: первое, если при больших

7 29

временах воздействия £ = £гр > , когда k=const. Но заметим, что для каждой пространственной частоты существует свое значение £гр и с ростом к оно уменьшается; второе, если время воздействия фиксированное, т.е. t=const, то условие (18) можно удовлетворить, изменяя задаваемую пространственную частоту

k = ^Р ■ (19)

В обоих случаях коэффициент модуляции теплового поля будет стремиться к

<20>

и соответствующая величина температуры на пучностях интерференционных полос принимает вид

Т2 (у,0,г) = ^ cos(ky) (21) Наоборот, при малых значениях аргумента к"а £ « 2 , 7 , функция Лапласа принимает вид Ф(к"а £) « -?- к"а £ и для глубины модуляции теплового поля получим

*У7Г *

выражение

М(кД) « ^ , (22)

V 71

а температура интерференционных полос Т2 (у,0,t) будет изменяться по закону

Т2 (у,0,1) = ^ ^ cos(ky). (23) и как видно, её амплитуда не зависит от пространственной частоты. Теперь в соответствии с (8), записывая выражение для фазы тепловой волны:

Дф = ы ^ 21^ п + М(к1) С05(ку)] (24)

аналогично (10), для значения дифракционной эффективности тепловой фазовой решетки имеем:

Л, (I) = 5)? (кС^2^ М(к,Г) ) (25) или с учетом (17) можно переписать в следующем виде:

Л х (1) = Ч ?( т^Ф (к"а1) ) (26) При к"а11 «< 2 , 7 , согласно (22) выражение (26) принимает вид:

Л , (^^(ксС^^) (27) а при , согласно (20) имеем:

Л х ст = 5)?( т^) (28)

При малых аргументах т.е. если [т^-^^^Ф (к"а11) «< 1 ] и [т^-2^ «< 1 ]

11

(26) и (28) можно переписать в виде:

Л , (t) = s( т^Ф (Wat) ) 2, (29)

( dn I0Ad \ 9

Л 1 cT = S( )2 (30)

Тогда отношение

=ф 2 (kVat) (31)

Л1 ст

ведет себя как квадрат функции Лапласа в зависимости от аргумента (kVat) .

Заметим, что переход (26) в (28) зависит от той ситуации, при котором функция Ф обращается в единицу. Если условие kVat>>2 , 7 выполняется при

фиксированном значении k=const, то в (28) плотность мощности источника тепловыделения q 0 = I 0А выбирается для этого значения k=const и не изменяется в течения всей протяженности времени воздействия. Другая ситуация, если условие k Vat выполняется при фиксированном значении t = const, то с ростом k

возникнет необходимость повышения энергии импульса в соответствии с (21), чтобы имело место условие Т2 - Т0 = ДТ > Тзап. Иначе говоря, изменение температуры в интерференционных полосах должна быть выше, чем температура записи, чтобы произошла регистрация информации. Следовательно, при расчетах дифракционной эффективности по формуле (26) необходимо учитывать тот момент, что значение должна соответствовать тем значениям k, когда функция Ф = 1.

Поэтому стационарные величины дифракционной эффективности будут принимать различные значения в зависимости от , которое определяется из соотношения q о = Тзап. хк/ т, т.е. в зависимости от записываемой пространственной частоты.

В качестве примера рассмотрим условие записи информации на материале мышьяка селенида As2Se3 в наносекундной области. Пусть длительность воздействия имеет порядок t = 10 нс, и поскольку условием однослойности пленки является d > а" 1, а коэффициент поглощения материала а= 1 ,2 * 1 0 3 см" 1, тогда толщина

м2

пленки должна быть не меньше чем 10мкм, температуропроводность a = 2 ■ 1 0" 6 — [2]. В этих условиях, согласно (19), записываемая пространственная частота составляет N = —==— « 3000мм" 1. Однако, чтобы записать подобные частоты за такое короткое

А 2л

время, согласно (21) требуется большая энергия импульса. Для оценки примем т =1 и х = 0.5 Вт/м-К [2], и для плотности мощности тепловыделения находим q 0 = 6,5 ■

Вт/см . С учетом того, что термооптический коэффициент для исследуемого материала — = 2,87 1 0 "4К" ^4], на рис.2 приведен график поведения дифракционной эффективности в зависимости от пространственной частоты согласно (26). Здесь крестики соответствуют экспериментальным значениям дифракционной эффективности [1] для исследуемого материала. Известно [2], что если запись действительно обусловлена тепловым действием, то диапазон пространственных частот дифракционных решеток должен быть ограничен выравниванием температурного поля. Уменьшение дифракционной эффективности с ростом пространственной частоты, показанное на рис. 2, как раз и говорит в пользу теплового механизма записи.

Рис. 2. Зависимость дифракционной эффективности решеток, записанных в слое Аз£е3,

от пространственной частоты N

Из графика видно, что дифракционная эффективность решеток в наносекундном диапазоне времени воздействия в области пространственных частот N = —

л

3100мм" 1 составляет 0,025. Следовательно, из (19) можно находить ту

граничную пространственную частоту, при которой дифракционная эффективность (26) становится минимальным, что позволяет определить максимальную плотность записи согласно выражению [2]

п = — = — (— Y = —~LT2 (32)

Л2 2л Vat J at у '

Ясно, что возможность уплотнения записи информации в фототермических средах ограничивается длиной тепловой диффузии L = Vat. Чем меньше эта длина, тем больше пространственная частота. Однако L не может стать бесконечно малой величиной, так как при определенной длине тепловой диффузии наступит выравнивание температуры на поверхности среды между интерференционными полосами за счет теплопроводности вещества. Чем меньше длина диффузии, тем быстрее проходит процесс выравнивания температуры на поверхности, в результате чего минимизируется дифракционная эффективность решеток.

В заключение отметим, что полученные выше формулы позволяют заранее оценить необходимую мощность лазерного излучения для записи информации в исследуемом материале в зависимости от задаваемой пространственной частоты и длительности воздействия излучения. Показано, что амплитуда модуляции температурного поля в интерференционных полосах зависит от величины задаваемой пространственной частоты и для записи высоких частот возникнет необходимость повышения энергии записывающего импульса. Найдено аналитическое выражение для расчета дифракционной эффективности тепловых решеток в случае записи информации за счет механизма теплового расширения вещества в фототермических средах. Установлено, что для повышения плотности записи в этих средах необходимо выбрать материал с низкой температуропроводностью и запись предпочтительно осуществлять короткими импульсами для минимизации длины тепловой диффузии.

Литература

1. Джаманкызов Н. К., Пецкус А. М., Гуревич С. Б., Жумалиев К. М. Влияние процессов записи на информационные характеристики записываемых голограмм // М.: диалог МИФИ, 2004, 176с.

2. Шварц К. К. Физика оптической записи в диэлектриках и полупроводниках // Рига, Зинатне, 1986, 232с.

3. Jamankyzov N. K., ZhymalievK. M. Optics & Photonics // Japan, Tokio 2014, [6aDS6].

4. Мазец Т. Ф, Павлов С. К., Шифрин Е. И. Письмо в ЖТФ, 1982 Т.8, вып.17, с.1036-1038.

5. Либенсон М. Н., Яковлев Е. В., Шандыбин Г. Г. Взаимодействие лазерного излучения с веществом (Силовая оптика) Часть 1. // СПбГУ ИТМО, 2008 г., 141с.

6. Акаев А. А., Гуревич С. Б., Жумалиев К. М., Муравский Л. И., Смирнова Т. Н. Голография и оптическая обработка информации // Бишкек - С. Петербург, 2003, 571с.

7. Данилов В. В., Хребтов А. И. Опт. и спектроскопия // 1990, т. 68, с. 1149.

8. MalcuitM. S., Stone T. W. Opt. Lett. 1995, v.20, p.1328.

Ранний период развития физики в Азербайджане Джиловдарлы А. Э.1, Гаджиев Г. А.2

'Джиловдарлы Аббас Эли оглы / Cilovdarli Abbas Eli oqli - кандидат физико-математических

наук, доцент, ведущий научный сотрудник, отдел энциклопедии физико-технических терминологии и текстологии сектора информации;

2Гаджиев Гаджи Абумуслим оглы /Haciev Haci АЬумуслим oqli - кандидат физико-математических наук, доцент, кафедра радиоэлектроники, воздушно-транспортный факультет, Институт физики Национальной академии наук Азербайджана имени академика Абдуллаева, г. Баку, Азербайджанская Республика

Аннотация: ранний период развития физики начался с созданием вузов и при них кафедры физики. Один из первых научно - исследовательских экспериментов по изучению электролиза при алюминиевом аноде проводилось в Политехническом институте, а другое по изучению магнитных свойств стали в Университете. Проведением экспериментальных исследований руководил профессор С. Н. Усатый. Ключевые слова: развития физики, электролиза, экспериментов, магнитные свойства.

ДК 53(091)

Новая эпоха развития наук в Азербайджане началась с созданием в 1919 году в Баку Азербайджанского Государственного Университета (АГУ) и примерно через два года Азербайджанского Политехнического Института (Аз. ПИ). Следует отметить, что научный прогресс в науке и учебном процессе в Азербайджане шел под руководством представителей передовых русских ученых, приглашенных из России. В области физических наук развитие осуществлялось под руководством ученых С. Н. Усатого, E. B. Лопухина и Я. Г. Дорфмана при активном участии А. Г. Алфимова, З. Е.Лобанова, В. И.Тихомирова, В. П. Жузе, И. В. Курчатова, М. Р. Эфэндиева, М. А. Абдуллаева, А.З. Везирзаде, Р.Б. Меликова и Б. Р. Мирзоева [1-2]. Они не только сумели обеспечить всю педагогическую работу в Азербайджане, но и сумели обогатить науку ценными исследованиями.

В середины 1920-х годов помощник ректора Агрономического института в Петрограде и профессор физики Е. Б.Лопухин приехал в Баку и работал профессором кафедры физики АГУ и Аз.ПИ читал лекции по общему курсу физики. Он активно участвовал в организации учебного процесса в этих вузах по специальности физики, создал научно-исследовательские лаборатории для проведения научных исследований.