CN101178485A - 电控焦移的超分辨光瞳滤波器 - Google Patents

Abstract

一种电控焦移的超分辨光瞳滤波器，属于光学超分辨技术领域。它由起偏器(1)、π/4方位角的λ/4延迟波片(2)、电光晶体(3)、径向对称双折射晶体(4)、3π/4方位角的λ/4延迟波片(5)、检偏器(6)组成，所述起偏器(1)与检偏器(6)的透光轴平行；所述电光晶体(3)的方位角依据电感应主轴的方位确定，电感应慢轴与起偏器(1)的透光轴一致，径向对称双折射晶体(4)的慢轴方向与起偏器(1)透光轴成π/4夹角，电光晶体(3)之外加电场大小根据电光晶体的半波电压确定，电压变化范围为零至2倍的半波电压之间。本发明利用这种组合器件，通过对电光晶体进行电光调制，可同时实现横向超分辨和轴向焦移效应的电控制。

Description

电控焦移的超分辨光瞳滤波器

技术领域

本发明涉及一种焦移量可电控的超分辨光瞳滤波器，实现焦移量与超分辨特性的实时控制，主要用于光学超分辨、自动聚焦、激光精密加工、光信息存储等技术领域。

背景技术

轴向焦移与光学超分辨两种效应都已被各自独立地进行了广泛深入的研究。近年来，利用偏振干涉的方法设计光瞳滤波器，以获得焦点附近光强重新分布的技术受到广泛关注。在轴向上，利用偏振干涉原理，设计光瞳滤波器来获得焦点位置的技术相继展开；同时，也出现了与以往设计超分辨光瞳滤波器的相位板法不同的技术手段，即借助偏振效应实现超分辨的方法。

在先技术[1](参见D.R.Chowdhury，“Possibility of an optical focal shiftwith po1arization masks”，Appl.Opt.，2003，42(19)：3819-3826)首次提出利用偏振掩模法(Polarization masks)实现焦移控制。该技术是设计一定的掩模板，通过掩模板二元环形区域偏振掩模的引入实现光瞳面上的偏振相位或振幅的控制，得出了可实现焦移的光瞳函数，实现了轴向焦移效应。但该技术受限于固定的掩模结构，不能实现实时焦移控制。

在先技术[2](参见Maojin Yun，Liren Liu，Jianfeng Sun，“Transverse oraxial superresolution with radial birefringent filter”，J.Opt.Soc.Am.A，21(10)：1869-1874，2004)是利用双折射晶体来实现光学超分辨。技术[2]中利用的是特定的径向对称双折射元件(单面透镜，中心与边缘晶体厚度之差满足正交偏振分量延迟量之差相差为入射光的半个波长)，放在透射光轴相平行的两偏光镜之间，旋转径向双折射元件的方位角(由其光轴方向决定)，不同角度下，可以分别获得横向超分辨或者轴向超分辨。这种技术的缺点在于超分辨性能参数不可调，不能实现超分辨特性的实时控制。

在先技术[3](参见王吉明，刘立人等，“电控径向双折射滤波器的横向超分辨与轴向扩展焦深”，光学学报，26(6)：903-908)，2006；王吉明，刘立人等，“电控超分辨光瞳滤波器”，发明专利，公开号：CN1834730，2006)是利用两个偏振片、一块电光双折射晶体与一块径向对称双折射晶体组合成一器件，在作为光瞳滤波器使用时，可实现纵向上扩展焦深(镜头的像平面两边的清晰范围)的同时，保证横向上的超分辨特性，同时能通过电光晶体上的电压调制实现焦深与超分辨特性的调制。但整个调制过程中，中心焦点位置不发生变化，即能将焦深扩展但不能移动与控制中心焦点的位置。

发明内容

本发明设计了一种新型的光瞳滤波器，利用外电压的变化来控制横向上的超分辨特性和轴向上焦点的位置。该滤波器以适用于任意偏振态的电控旋光器和径向对称双折射晶体组合，构成电控径向双折射滤波器，一方面，该光瞳滤波器可以方便的实现横向光学超分辨参数的控制。另一方面，还可以精确控制轴向上焦点的位置。通过电控方位角光旋转器的电光调制，可同时实现横向超分辨与轴向焦移。

本发明的基本思想是：

由电控旋光器和径向对称双折射晶体组合，作为光瞳滤波器，可实现焦点附近区域透射线偏振光的叠加，根据偏振干涉原理，实现焦点附近光强通过电光晶体的调制控制两偏振分量的纵向上的相位差，通过径向双折射元件控制该相位差在横向上的分布，不同偏振态的光在空间的叠加会使得空间光强按一定规律分布。

本发明的技术解决方案如下：

一种电控焦移的超分辨光瞳滤波器，它的各分立器件的方位角按光传播方向逆时针旋转时为正，其特征在于：它由起偏器、π/4方位角的λ/4延迟波片、电光晶体、径向对称双折射晶体、3π/4方位角的λ/4延迟波片、检偏器组成，所述的起偏器与检偏器的透光轴平行；所述的电光晶体的方位角依据电感应主轴的方位确定，电感应慢轴与起偏器的透光轴一致，径向对称双折射晶体的慢轴方向与起偏器透光轴成π/4夹角，电光晶体之外加电场大小根据电光晶体的半波电压确定，电压变化范围为零至2倍的半波电压之间。

所述电控焦移的超分辨光瞳滤波器的构成是：沿光传播方向依次的起偏器、第一个λ/4延迟片、电光晶体、径向对称双折射晶体、第二个λ/4延迟片和检偏器。其中电光晶体和径向对称双折射晶体的先后顺序可以交换。

所述的起偏器和检偏器为冰洲石制作的格兰-泰勒棱镜或其他类型的偏光镜、偏振片。

所述的电光晶体选用LiNbO₃或其他具有Pockels效应的电光晶体。

所述的λ/4延迟片使用的石英单轴晶体或者其他具有相同双折射特性的单轴及双轴晶体。

所述的径向对称双折射晶体为石英晶体或者其他类型的单轴晶体。

本发明与在先技术相比，具有如下突出的特点和优点：

(1)控制外加电场大小，可控制滤波后系统的焦点位置，随外电场变化，焦点位置也在一定范围内变化；

(2)电光晶体的外加电场实现了横向超分辨性能参数(第一零点比G和第一主瓣强度之比S)的实时控制，透射率可连续变化；

(3)在一定电压范围内，可同时获得横向超分辨和焦移控制；

(4)由于径向对称双折射晶体的中心处相位延迟，可通过电光晶体的电光相位延迟来调整，因此对其制作过程要求不甚严格，更有利于实际应用。

附图说明

图1是本发明中电控焦移的超分辨光瞳滤波器具体实施例的结构示意图。

图2是本发明中电光晶体与径向对称双折射晶体的结构参数。

图2-1是电光晶体2的结构参数。

图2-2是径向对称双折射晶体3的结构参数。

图3是本发明中焦点附近光强分布特性。

图4是本发明中焦移量与电光相位延迟的关系。

图5-1是本发明中电光相位延迟Γ∈[0，π/2]时的横向光强分布特性。

图5-2是本发明中电光相位延迟Γ∈[0，2π]时，超分辨因子S和G与电光相位延迟Γ的关系。

图中标号名称：1.起偏器，2.π/4方位角的λ/4延迟波片，3.电光晶体，4.径向对称双折射晶体，5.3π/4方位角的λ/4延迟波片，6.检偏器。

具体实施方式

下面结合实施例和附图对本发明作进一步说明。

图1是本发明的一个具体实施例的结构示意图，该实例中，沿光传播方向，各分立器件依次是起偏镜1、λ/4延迟波片2、电光晶体3、径向对称双折射晶体4、λ/4延迟波片5和检偏镜6组成，其中：所述的起偏镜1和检偏镜6透光光轴方向在图中为竖直方向，定义此方向为组合器件的参考方向，沿光传播方向逆时针旋转的角度为正；所述λ/4延迟波片1的慢轴方位角为π/4，对沿竖直方向入射的线偏振光先分为两个偏振分量，并对两偏振分量传播延迟不同的相位，相位差为π/4；所述的电光晶体3方位角依据加电压后感应慢轴的方位确定，感应慢轴的方位角与参考方向(竖直方向)一致；所述的径向对称双折射晶体4的慢轴方位角为π/4；所述的λ/4延迟波片5慢轴方位角为-π/4。所述电光晶体3之外加电压大小根据电光晶体的半波电压确定，电压变化范围为零至2倍的半波电压之间。

所述的起偏器1和检偏器6为冰洲石制作的格兰-泰勒棱镜或其他类型的偏光镜、偏振片。

所述的电光晶体3选用LiNbO₃或其他具有Pockels效应的电光晶体，电光晶体3利用的是LiNbO₃电光系数γ₂₂的横向电光效应，若采用其他晶体则根据相应的晶类来确定利用横向电光效应或者纵向电光效应。

所述的径向对称双折射晶体4为石英晶体或者其他类型的单轴晶体。

为叙述方便在图1中作如下规定：坐标系为xyz；起偏器1的透光轴方向沿y轴方向；λ/4延迟波片2的慢轴方向方位角为π/4；电光晶体3(以LiNbO₃晶体为例)，原始光轴沿光传播方向(z轴)，在垂直Z轴的横向上，沿原特性轴(x方向)加电压；径向对称双折射晶体4为单轴晶体，其光轴在垂直于光传播方向z的平面内；检偏器6的透光轴方向沿y轴方向，与起偏器1的透光轴方向一致。起偏器1的作用是使得输入光波为严格的线偏振光；检偏器4的作用的一方面使出射光为线偏振光，另一方面使光波分量在透光轴方向上进行干涉。电光晶体3是采用具有线形电光效应的单轴晶体，它的作用是通过外加电场对通过的光进行调制，改变两偏振分量的相位差；两个λ/4延迟片(2，5)与电光晶体3一起组合使用，实际上起到了偏振态变换的作用，通过方位角正交放置两个λ/4延迟片，控制电光晶体上的外加电压，可将入射到第一个λ/4延迟片2的线偏振光，转换为其他任意偏振态的光；径向双折射晶体4是单轴晶体，光轴在横向截面内，采用中心半波延迟结构，如图2-2所示：d₀是中心处厚度，中心处对入射光起到半波延迟的作用(实际上是多个整数倍波长和一个半波长的整体延迟效果)；边缘ρ₀处厚度为d_ρ0，与中心的延迟量之差为半个波长，即延迟量为整数倍的波长，本发明中取此倍数m＝50。

该技术方案所依据的光学原理如下：

对电光晶体2的电致双折射分析如下(以LiNbO₃晶体为例)：

光轴沿z轴方向，电场加在xy平面内且沿x方向(晶体晶轴之一)，加电场后，光波通过电光晶体2的相位差为

$\mathrm{\Γ}=2\mathrm{\π}\frac{{n_o}^3{\mathrm{\γ}}_{22}\mathrm{lV}}{\mathrm{\λd}}=\mathrm{kV}---\left(1\right)$

n₀晶体中常光折射率；γ₂₂晶体电光系数；l/d晶体z向长度与x向厚度之比。方位角为0时，其琼斯矩阵为 $B\left(0\right)=\left[\begin{array}{cc}\cos \frac{\mathrm{\Γ}}{2}+i\sin \frac{\mathrm{\Γ}}{2}& 0\\ 0& \cos \frac{\mathrm{\Γ}}{2}-i\sin \frac{\mathrm{\Γ}}{2}\end{array}\right].$ 对径向对称双折射晶体4分析如下：从中心到边缘厚度的增加，入射光的偏振分量相位延迟量也相应增大。从中心到边缘处，两偏振分量的相位延迟差的变化为入射光波长的一半，即λ/2。方位角为π/4时，其琼斯矩阵为 $L(\mathrm{\π}/4)=\left[\begin{array}{cc}\cos \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)& i\sin \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\\ i\sin \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)& \cos \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)-i\sin \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\end{array}\right].$ 此处 $\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)=\frac{2\mathrm{\π\Δn}}{\mathrm{\λ}}(d_0+\frac{{\mathrm{\ρ}}^2}{2R})$ 是横向截面上半径ρ处两个偏振分量的相位差，d₀是中心处厚度，R是曲率半径。起偏器和检偏器的琼斯矩阵为 $P_1\left(0\right)=P_2\left(0\right)=\left[\begin{array}{cc}1& 0\\ 0& 0\end{array}\right],$ 两λ/4波片的琼斯矩阵为 $Q_1(\mathrm{\π}/4)=\left[\begin{array}{cc}1& i\\ i& 1\end{array}\right],Q_2(-\mathrm{\π}/4)=\left[\begin{array}{cc}1& -i\\ i& 1\end{array}\right].$

设入射平行光的光矢量

观察平面上径向与轴向坐标为 $v=\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}\sin \mathrm{\α}\sqrt{x^2+y^2},$ $u=\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}z{\sin }^2\mathrm{\α},$ 其中sinα是系统数值孔径，由琼斯理论，

        I＝|E|²＝|P₂(0)Q₂(π/4)L(π/4)B(0)Q₁(-π/4)P₁(0)E_in|²    (2)

可得到图1滤波器的横向与轴向光强与Γ关系

$I_v(v,\mathrm{\π}/4,\mathrm{\Γ}),{\left|\underset{0}{\overset{{\mathrm{\ρ}}_0}{\∫}}\right[\cos \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\cos \left(\frac{\mathrm{\Γ}}{2}\right)+i\sin \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\sin \left(\frac{\mathrm{\Γ}}{2}\right)\left]J_0\left(\mathrm{v\ρ}\right)\mathrm{\ρd\ρ}\right|}^2---\left(3\right)$

$I_v(u,\mathrm{\π}/4,\mathrm{\Γ}),{\left|\underset{0}{\overset{{\mathrm{\ρ}}_0}{\∫}}\right[\cos \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\cos \left(\frac{\mathrm{\Γ}}{2}\right)+i\sin \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\sin \left(\frac{\mathrm{\Γ}}{2}\right)\left]\exp (-\frac{{\mathrm{iu\ρ}}^2}{2})\mathrm{\ρd\ρ}\right|}^2$

在离焦点Δu处的离焦面上的强度点扩散函数为

$I_{\mathrm{\Δu}}(v,\mathrm{\π}/4,\mathrm{\Γ}),{\left|\underset{0}{\overset{{\mathrm{\ρ}}_0}{\∫}}\right[\cos \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\cos \left(\frac{\mathrm{\Γ}}{2}\right)+i\sin \left(\frac{\mathrm{\δ}\left(\mathrm{\ρ}\right)}{2}\right)\sin \left(\frac{\mathrm{\Γ}}{2}\right)\left]J_0\left(\mathrm{v\ρ}\right)\exp (-\frac{i{\mathrm{\Δu\ρ}}^2}{2})\mathrm{\ρd\ρ}\right|}^2---\left(4\right)$

(3)和(4)式表明I_v、I_u和I_ΔU是电致相位延迟Γ的函数，改变电压会改变Γ。本结论给出了如何实现焦点附近光强的重新分布的方法。

本发明的技术效果如下：

(1)通过控制外加电场大小，控制滤波后系统的焦点位置。图3给出了不同Γ时，图1所示系统作为光瞳滤波器得到的系统轴向光强分布特性。可以看出，Γ变化时轴向上焦点位置发生变化，当Γ从零变化到π/2时，焦点位置会发生左侧移动，对应系统焦距变短，并且延迟量越大偏移距离也越大，但相同的延迟变化间隔对应的焦移量会越来越小，与之对应，Γ从π/2变化到π时，焦移量变化与延迟量增大的情况相反，将会逐渐变小，直到焦点回到初始焦点位置。当Γ从π变化到3π/2时，焦点位置发生右侧移动，直到最大焦点偏移处，当Γ从3π/2变化到π/2时，焦移量会从最大逐渐变小，直到回到初始焦点位置。图4给出了焦移量与Γ的关系，整个过程最大焦移Δu_max＝0.65，整个焦点移动过程以类正弦函数的规律变化。

(2)定义超分辨性能参数G为光瞳滤波器滤波后与未滤波的爱里斑衍射方式时系统的光强第一零点位置比，斯特尔比S为相应的有光瞳滤波器时和爱里斑衍射时系统的主瓣强度之比。根据(4)式，得到图5-1中离焦面上横向光强随Γ变化的分布特性，图中给出的是Γ1∈[0，π/2]时离焦面上的光强分布，Γ＝0为未加光瞳滤波器的光强分布，其他是加有滤波器后的光强。从图中可看出，在Γ1∈(0，π/2]范围内离焦面上可以实现横向超分辨。图5-2进一步给出了参数G和S随电光相位延迟Γ变化的关系，可看出Γ在延迟区域TS zone I内Γ1∈[0，π/2]与区域TS zone II内Γ2∈[3π/2，2π]时，超分辨因子0.81≤G≤1，斯特尔比S在0.41-0.51内变化，即在这两个电光延迟范围内均可实现横向超分辨。在以上区域内可通过外加电场来调整横向光强分布特性，对G和S实现实时控制。

因此，通过控制电光相位延迟Γ，可同时实现横向超分辨与轴向焦移特性。为实现电光调制的连续性，根据透射光强随Γ变化的周期性，也可将调制区域限定Γ∈[3π/2，5π/2]内，这样仅仅通过外加电场变化即可实现焦点位置与横向超分辨的控制，整个系统相当于一个可实现横向超分辨且焦点位置可调的电光透镜。

实验表明，本发明通过控制外加电场大小，实现了滤波后系统的焦点位置的控制，随外电场变化，焦点位置也在一定范围内变化；同时，还可以获得横向超分辨性能参数(G和S)的实时控制，透射率的连续变化通过外加电场实现。另外，由于径向对称双折射晶体的中心处相位延迟，可通过电光晶体的电光相位延迟来精密调整，因此对其制作过程要求不甚严格，更有利于实际应用。

Claims (5)

1.一种电控焦移的超分辨光瞳滤波器，它的各分立器件的方位角按光传播方向逆时针旋转时为正，其特征在于：它由起偏器(1)、π/4方位角的λ/4延迟波片(2)、电光晶体(3)、径向对称双折射晶体(4)、3π/4方位角的λ/4延迟波片(5)、检偏器(6)组成，所述的起偏器(1)与检偏器(6)的透光轴平行；所述的电光晶体(3)的方位角依据电感应主轴的方位确定，电感应慢轴与起偏器(1)的透光轴一致，径向对称双折射晶体(4)的慢轴方向与起偏器(1)透光轴成π/4夹角，电光晶体(3)之外加电场大小根据电光晶体的半波电压确定，电压变化范围为零至2倍的半波电压之间。

2.根据权利要求1所述电控焦移的超分辨光瞳滤波器，其特征在于：所述的起偏器(1)和检偏器(6)为冰洲石制作的格兰-泰勒棱镜。

3.根据权利要求1所述电控焦移的超分辨光瞳滤波器，其特征在于：所述的电光晶体(2)选用LiNbO₃或其他具有Pockels效应的电光晶体，电光晶体(2)利用的是LiNbO₃电光系数γ₂₂的横向电光效应，若采用其他晶体则根据其晶类确定利用横向电光效应或者纵向电光效应。

4.根据权利要求1所述电控焦移的超分辨光瞳滤波器，其特征在于：所述的径向对称双折射晶体(3)为石英晶体或者其他类型的单轴晶体。

5.根据权利要求1所述电控焦移的超分辨光瞳滤波器，其特征在于：所述的π/4方位角的λ/4延迟波片(2)和3π/4方位角的λ/4延迟波片(5)为石英晶体波片、云母波片。

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