CN104298046A - 基于光波导阵列电光扫描器端面的扫描光束边瓣压缩方法 - Google Patents

Abstract

本发明公开了一种基于光波导阵列电光扫描器端面的扫描光束边瓣压缩方法。主要解决现有光波导阵列电光扫描器扫描光束边瓣压缩方法加工工艺过于复杂的问题。其压缩过程为：1)设置光波导电光扫描器的参数，将端面设置为抛物面，利用端面破坏各阵元在边瓣方向上光束的相干性；2)计算各个光波导阵元到远场的空间距离；3)计算各个光波导阵元的空间相位延迟，根据空间相位延迟设置各个光波导阵元在一定扫描角度时的附加相位，以补偿各阵元在扫描主瓣方向上的相位，保证扫描主瓣不被削弱而压缩扫描光束边瓣；4)计算远场的光强分布。本发明加工工艺简单，能够有效压缩扫描光束边瓣，提高扫描光束质量，可用于激光雷达、激光制导及激光显示。

Description

基于光波导阵列电光扫描器端面的扫描光束边瓣压缩方法

技术领域

本发明涉及激光技术领域，具体地说是一种光扫描的光束边瓣压缩方法，可用于激光雷达、激光制导及激光显示。

背景技术

随着激光雷达、激光制导、激光显示技术的发展，对激光扫描的特性提出了更高的要求，实现激光扫描的技术方案有很多种，如光机扫描、电光扫描、声光扫描、光学相控阵技术等。

光机扫描在诸如红外成像等许多系统中已被广泛采用，特别是近年来发展起来的微电子机械扫描技术，使这种技术得到更广泛的应用。光机扫描的优点是扫描范围大、光损耗小，但因其存在惯性器件，结构复杂精密，造价昂贵，扫描速度慢，且线性扫描范围有限，因而其应用受到性能和造价的限制。

电光、声光扫描是利用电光、声光效应改变光束在空间传播方向。这两种扫描的优点是扫描寻址速度快、可控性好，但是传统的电光、声光扫描由于控制电压高、扫描范围小、光损耗大、直接影响了它们的实际应用。

近年来，光学相控阵技术逐渐成为国际上研究光束扫描的热点。光束控制的基本结构是由若干个阵元构成，通过控制入射到每个阵元中的光的相位延迟，使光束进行空间扫描。光学相控阵具有结构简单，重量轻、精确稳定、方向可控的优点，可通过程序控制实现多光束光同时扫描，且具有动态的聚焦和散焦能力，克服了机械扫描的局限性。多年来，众多的研究人员对其进行了研究。其中，1995年Thomas等人在“Programmable diffractive optical element using a multichannel lanthanum-modified leadzirconatetitanate phase modulator”(Opt.Lett.，20，1995，1510-1512)中提出的基于铅镧锆钛烧结体PLZT的光学相控阵设计和1996年McManamon等人在“Optical Phased ArrayTechnology”(Proc.IEEE，84,1996,268～298)中提出的基于向列相液晶的紧凑、高分辨率光学相控阵，代表了目前两个重要的研究方向。这两种光学相控阵具有较大的数值孔径，但是由于向列相液晶的响应速度慢，只有ms量级，因而在高速扫描的应用中难以很好的发挥作用；而PLZT因其调制电压较高，驱动电源较复杂，使应用范围也受到了一定的限制。

Hobbs等人在“Laser Electro-Optic Phased Array Devices(LEOSPARD)”(IEEE Laserand Electro-Optics Society Conf.Proc.，1989，94～95)中提出了一种光波导阵列电光相控光束扫描的概念。其中，图1所示的光波导阵列电光扫描器，代表了可实用化光学相控阵的另一个重要的发展方向，受到了人们的关注，并进行了广泛的研究。在光波导阵列电光扫描器端面平整的条件下，石顺祥等人采用“一种新型的光波导阵列电光快速扫描器”(光学学报，2002，1318-1322)中的衍射理论研究了光波导阵列电光扫描器的扫描特性，研究结果表明光波导阵列电光扫描器空间场分布除了用于扫描的主瓣外，还有一些影响扫描特性的边瓣。例如图5为在端面平整条件下，光波导芯层厚度为0.5μm，包层厚度为1.5μm，入射光波长为980nm时，30层光波导阵列电光扫描器的远场光束辐射特性，其中图5(a)是未进行扫描即扫描角度为0°时的主瓣和边瓣强度及分布，图(5b)为扫描角度为10°时的主瓣和边瓣强度及分布，图5中所示的这种边瓣对扫描特性影响更大，必须对边瓣进行压缩。

对于端面平整条件下的边瓣压缩，已经有人对其进行了专门的讨论，如：相控阵光学装置及方法，中国专利，专利号：ZL97119771.7。该专利在端面平整条件下，采用设置电光扫描器阵元间距不规则分布的方法研究了光学相控阵的边瓣压缩，但是在实际应用中，光波导阵列电光扫描器的阵元间距是通过改变光波导包层厚度来控制的，上述方法会造成阵元间距设计较大，且间距设计不相等，对光波导的加工造成极大的困难。因此对于光波导阵列电光扫描器来说，通过设置电光扫描器阵元间距的不规则分布来压缩边瓣并不具有实际的可行性。

发明内容

本发明的目的在于针对上述已有技术进行光波导加工困难的不足，提供一种基于光波导阵列电光扫描器端面的扫描光束边瓣压缩方法，通过设计光波导阵列电光扫描器的端面形状，利用电光效应补偿光波导阵元的空间相位延迟，以实现对光波导阵列电光扫描器扫描光束的边瓣压缩，解决因扫描光束边瓣较大，影响扫描光束质量和实际应用中探测精度的问题。

本发明的技术方案是：利用光波导阵列电光扫描器的端面形状破坏各个阵元的出射光束在边瓣所在方向上的相干性，而在扫描主瓣方向上通过电光效应补偿各个光波导阵元的空间相位延迟，从而保证在主瓣强度不被削弱的情况下实现对边瓣的压缩。其技术步骤包括如下：

(1)根据光波导材料和金属有机氧化物化学气相沉积技术的要求，分别设置光波导阵列电光扫描器的波导阵元数N，入射光波长λ，每个光波导的芯层厚度w、长度l_i，及每个光波导的包层厚度v、长度l_i’，其中l_i和l_i’的取值通过端面函数d(x_i)＝d0[i²-(N-1)i]来确定，它描述了端面的形状为抛物面，d₀为端面参数，其取值根据对扫描光束边瓣的压缩要求确定；

(2)根据曲面阵列空间衍射几何模型，对于光波导阵列端面为一曲面时，计算各个阵元对远场一点的空间距离：r_i＝r₀-iΔxsinθ-d(x_i)cosθ，式中r₀为第0层光波导相对远场一点的距离，Δx＝w+v，i为阵元序号，i＝0，1，2，…，N-1，θ为远场一点的空间辐射角；

(3)根据各个阵元对于远场一点的空间距离r_i，计算各个阵元对远场一点的空间相位延迟：相应的设置每个阵元由电光效应提供的附加相位：通过补偿空间相位延迟ψ_i，在保证各阵元在扫描主瓣方向上相干性的条件下压缩远场扫描光束边瓣，式中m＝0，±1，±2，…，θ_s为所要扫描的角度；

(4)根据光场衍射叠加理论，利用空间相位延迟ψ_i和电光效应提供的附加相位计算出光束通过曲面阵列的远场光强分布：

$I\left(\mathrm{\θ}\right)=\left|C\frac{\sin \mathrm{\α}}{\mathrm{\α}}\underset{i=0}{\overset{N-1}{\mathrm{\Σ}}}\mathrm{expj}\right\{\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}[\mathrm{i\Δx}(\sin \mathrm{\θ}-\sin {\mathrm{\θ}}_s)+d\left(x_i\right)(\cos \mathrm{\θ}-\cos {\mathrm{\θ}}_s)]\}{|}^2,$ 式中C为常系数，α＝πwsinθ/λ。

本发明由于只对光波导阵列电光扫描器的端面形状进行设计加工，避免了其他边瓣压缩方法对光波导阵列过于复杂的加工工艺；同时由于通过电光效应补偿光波导阵元的空间相位延迟，不仅保证了在扫描角度θ_s上扫描光束主瓣光强不被削弱，而且破坏了各个光波导阵元在边瓣方向上光电场的相干性，有效压缩了扫描光束的边瓣，此外由于压缩了扫描光束的边瓣，极大地提高了扫描光束的质量。

附图说明

图1是N个阵元组成的非平整端面光波导阵列的空间衍射几何模型图；

图2是相邻光波导阵元的空间衍射几何关系图；

图3是本发明的扫描光束边瓣压缩过程图；

图4是本发明中的光波导阵列电光扫描器示意图；

图5是30层平整端面光波导阵列电光扫描器在扫描角度为0°和10°时的远场光强分布图；

图6是30层端面参数d₀＝0.05μm的抛物端面光波导阵列电光扫描器在不同扫描角度时的远场光强分布图；

图7是30层端面参数d₀＝0.1μm的抛物端面光波导阵列电光扫描器在不同扫描角度时的远场光强分布图。

具体实施方式

一.技术原理

对于端面不平整的光波导阵列，其空间衍射几何模型如图1所示，其由N个阵元组成的输出面为一任意非平整面，引入端面函数d(x_i)，定义为以x轴为基准沿z轴方向偏离x轴的位置。对于远场一点P，其相对于z轴方向偏角为θ，第i个波导层发射的波长为λ的光电场强度E_i(θ)为

其中A_i为第i个阵元的光电场振幅，为光束经过光波导后的相位，r_i为第i个阵元到P点的距离，f_i(θ)为倾斜因子，θ为r_i与z轴的夹角。

将P点处总的光电场看成是所有N个阵元到P点总共的光电场叠加，并考虑到单缝衍射因子，得到总的光电场：

式中α＝πwsinθ/λ，其中w为光波导阵列芯层厚度。由于P点位于远场，r₀与r_i差别很小，因此可以将2)式右边分母中r_i用r₀代替，但在相位因子中的r_i对相位变化影响很大，不能用r₀代替。入射光波为均匀平面波时，A_i可用常数A替换。假定f_i(θ)对于所有方向的取值都一样，即在f(θ)＝1条件下，2)式可以表示成

3)式中相位因子包括两项，其中第一项为光束通过第i个阵元经电光效应调制后的端面相位，第二项是第i个阵元到P点的空间相位延迟，与该阵元的位置有关。

对于非平整的端面，先研究两个相邻阵元的空间位置与r_i的关系。如图2所示为两个相邻阵元之间的空间位置关系，r_i与r_i+1指向远场P点，可认为其相互平行，P点对相控阵的偏角为θ，沿x轴方向两个阵元的间距为Δx,沿z轴方向两个阵元的间距为d(x_i)-d(x_i+1)，由图中几何关系可得

r_i+1＝(r_i-Δxsinθ)+(d(x_i)-d(x_i+1))cosθ   4)

4)式为关于r_i的数列递推公式，其初项为r₀，经过计算可得r_i的通项公式为

r_i＝r₀-iΔxsinθ-d(x_i)cosθ   5)

5)式描述了r_i与端面函数d(x_i)的关系。

观察3)式，为了使E(θ)在扫描角度θ_s上取得极大值，可以取

将5)式和6)式代入3)式，并将与i无关的常量提出来整理可得

$I\left(\mathrm{\θ}\right)=C\frac{\sin \mathrm{\α}}{\mathrm{\α}}\underset{i=0}{\overset{N-1}{\mathrm{\Σ}}}\mathrm{expj}\left\{\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}\right[\mathrm{i\Δx}(\sin \mathrm{\θ}-\sin {\mathrm{\θ}}_s)+d\left(x_i\right)(\cos \mathrm{\θ}-\cos {\mathrm{\θ}}_s)\left]\right\}---7)$

其中C为常系数。相应的，对于空间辐射角为θ的光强分布为I(θ)＝|E(θ)|²。这样在空间扫描角度θ_s上，衍射光束相干相长，形成扫描主瓣，而在其他衍射方向上，可通过改变d(x_i)的形式来设计端面形状，使其不满足相干相长，达到压缩边瓣的目的。

二.实现方式

参照图3，本发明依据上述原理，其实现步骤如下：

步骤1，设置光波导阵列电光扫描器。

如图4所示，本发明设置的光波导阵列电光扫描器，包括光波导阵列电光扫描芯片和电控制系统。

所述光波导阵列电光扫描芯片，由多个光波导芯层和包层交替组成，通过金属有机氧化物化学气相沉积技术来加工，光波导芯层折射率略大于光波导包层的折射率；光波导芯层作为光的主要通道，光波导包层通过掺杂增强其导电性，用以作为电极，又称为电极层；每个光波导芯层和其两侧的光波导包层构成一个光波导阵元，相邻两个光波导阵元共用它们之间的电极层。本实例设置光波导阵列电光扫描器的光波导阵元数N为30，入射光的波长λ为980nm，每个光波导的芯层厚度w为0.5μm，包层厚度v为1.5μm。

光波导的芯层长度l_i和包层长度l_i’按如下方式设置：

(1a)设置光波导芯层和包层的基准长度l为5mm；

(1b)设置光波导阵列的端面函数d(x_i)＝d₀[i²-(N-1)i]，i为光波导阵元序号，i＝0，1，2，…，N-1，光波导阵列端面函数的端面参数d₀的取值在0～0.1μm范围内，依次将i＝0，1，2，…，N-1代入端面函数，计算出端面函数在每个光波导阵元上的取值；

(1c)以l为基准，设置光波导芯层的长度l_i＝l+d(x_i)，将d(x_i)代入式中，计算出每个光波导芯层的长度l_i；

(1d)根据光波导芯层的长度l_i，设置光波导包层的长度l_i’为与其相邻的两个光波导芯层长度的算术平均值，计算每个光波导包层的长度l_i’；

所述电控制系统，采用可以快速变化输出30路电压的驱动电源，用来提供各个光波导层上电光效应所需的电场。

步骤2，计算各个阵元对远场一点所在空间辐射角方向θ上的距离变化量δr_i。

实际应用中各个阵元对于远场一点不需要它的具体距离，只需要各个阵元对远场一点所在空间辐射角θ方向上的距离变化量δr_i。

根据各个阵元对远场一点的空间距离：r_i＝r₀-iΔxsinθ-d(x_i)cosθ，得到各个阵元在空间辐射角θ方向上空间距离的变化量：δr_i＝iΔxsinθ+d(x_i)cosθ，式中r₀为第0层光波导相对远场一点的距离，Δx＝w+v＝2μm。

步骤3，计算各个阵元对远场一点所在空间辐射角方向θ上的空间相位延迟变化量δψ_i，设置各个阵元由电光效应提供的附加相位

对于各个阵元对远场一点的空间相位延迟，只需要各个阵元对远场一点所在空间辐射角θ方向上的空间相位延迟变化量。

根据各个阵元在空间辐射角θ方向上空间距离的变化量：

δr_i＝iΔxsinθ+d(x_i)cosθ，得到各个阵元在空间辐射角θ方向上的空间相位延迟变化量： $\mathrm{\δ}{\mathrm{\ψ}}_i=\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}[\mathrm{i\Δ}x\sin \mathrm{\θ}+d\left(x_i\right)\cos \mathrm{\θ}];$

根据各个阵元在空间辐射角θ方向上的空间相位延迟变化量δψ_i，设置每个阵元由电光效应提供的附加相位：式中m＝0，±1，±2，…，通过m的取值可减小的实际取值，θ_s为扫描角度，其取值范围为(-20°，20°)。

步骤4，计算远场光强分布I(θ)。

(4a)利用光波导阵列每个阵元在空间辐射角θ方向上的空间相位延迟变化量δψ_i和电光效应引起的附加相位计算这个光波导阵元在远场一点的光电场强度：A_i光电场振幅，计算时全部取1；

(4b)利用每个光波导阵元在在空间辐射角θ方向上的光电场强度E_i(θ)，计算所有光波导阵元对在空间辐射角θ方向上的光电场强度之和：式中α＝πwsinθ/λ；

(4c)根据光强与光电场强度的关系I(θ)＝|E(θ)|²，利用Matlab软件对远场光强分布I(θ)进行计算仿真，得到在扫描角度为θ_s时远场光束边瓣压缩后的光强分布图。

本发明的效果可通过以下仿真进一步说明。

仿真一：取端面参数d₀为0.05μm，在扫描角度θ_s为0°和10°时，对远场光束的边瓣进行压缩，结果如图6所示。其中图6(a)为扫描角度θ_s为0°时的远场光强分布，图6(b)为扫描角度θ_s为10°时的远场光强分布。

仿真二：取端面参数d₀为0.1μm，在扫描角度θ_s为0°和10°时，对远场光束的边瓣进行压缩，结果如图7所示。其中图7(a)为扫描角度θ_s为0°时的远场光强分布，图7(b)为扫描角度θ_s为10°时的远场光强分布。

将图5和图6比较可以看出，抛物端面的光波导阵列电光扫描器对扫描光束的边瓣有明显的压缩作用，但端面参量d₀取值较小的情况下仍然会有少许边瓣。

当端面参量d₀取值增大，此时的压缩效果如图7所示，与图6相比较，对扫描光束的边瓣压缩程度得到了进一步提高。

以上压缩扫描光束边瓣的方法并不仅仅限制于光波导阵列电光扫描器这一种光学相控阵，所有基于本发明思想的修正以及将本发明思想用于别的光学相控阵仍在本发明的权利要求保护范围内。

Claims (2)

1.一种基于光波导阵列电光扫描器端面的扫描光束边瓣压缩方法，包括如下步骤：

1)根据光波导材料和金属有机氧化物化学气相沉积技术的要求，分别设置光波导阵列电光扫描器的波导阵元数N，入射光波长λ，每个光波导的芯层厚度w、长度l_i，及每个光波导的包层厚度v、长度l_i’，其中l_i和l_i’的取值通过端面函数d(x_i)＝d₀[i²-(N-1)i]来确定，它描述了端面的形状为抛物面，d₀为端面参数，其取值根据对扫描光束边瓣的压缩要求确定；

(2)根据曲面阵列空间衍射几何模型，对于光波导阵列端面为一曲面时，计算各个阵元对远场一点的空间距离：r_i＝r₀-iΔxsinθ-d(x_i)cosθ，式中r₀为第0层光波导相对远场一点的距离，Δx＝w+v，i为阵元序号，i＝0，1，2，…，N-1，θ为远场一点的空间辐射角；

(3)根据各个阵元对于远场一点的空间距离r_i，计算各个阵元对远场一点的空间相位延迟：相应的设置每个阵元由电光效应提供的附加相位：通过补偿空间相位延迟ψi，在保证各阵元在扫描主瓣方向上相干性的条件下压缩远场扫描光束边瓣，式中m＝0，±1，±2，…，θ_s为所要扫描的角度；

(4)根据光场衍射叠加理论，利用空间相位延迟ψ_i和电光效应提供的附加相位，计算出光束通过曲面阵列的远场光强分布：

$I\left(\mathrm{\θ}\right)={\left|C\frac{\sin \mathrm{\α}}{\mathrm{\α}}\underset{i=0}{\overset{N-1}{\mathrm{\Σ}}}\mathrm{exp\; j}\right\{\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}[\mathrm{i\Δx}(\sin \mathrm{\θ}-\sin {\mathrm{\θ}}_s)+d\left(x_i\right)(\cos \mathrm{\θ}-\cos {\mathrm{\θ}}_s)]\left\}\right|}^2,$ 式中C为常系数，α＝πwsinθ/λ。

2.根据权力要求1所述的基于光波导阵列电光扫描器端面的扫描光束边瓣压缩方法，其步骤(4)所述的构建光束通过曲面阵列的远场光强分布表达式，按如下步骤进行：

(4a)根据光波导阵列每个阵元到远场一点的空间相位延迟_i和电光效应引起的附加相位计算这个光波导阵元在远场一点的光电场强度：式中i为光波导阵元序号，i＝0，1，2，…，N-1，θ为远场一点的空间辐射角，A_i为第i个光波导阵元出射光的光电场振幅，λ为入射光的波长；

(4b)根据光场衍射叠加理论，并考虑单缝衍射因子对远场光电场强度的包络作用，计算所有光波导阵元对远场一点的光电场强度之和：式中为单缝衍射因子，α＝πwsinθ/λ，w为光波导芯层的厚度；

(4c)根据光强与光电场强度的关系I(θ)＝|E(θ)|²，将与光波导阵元序号i无关的常量提出，得到光束通过曲面阵列的远场光强分布表达式：

$I\left(\mathrm{\θ}\right)={\left|C\frac{\sin \mathrm{\α}}{\mathrm{\α}}\underset{i=0}{\overset{N-1}{\mathrm{\Σ}}}\mathrm{exp\; j}\right\{\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}[\mathrm{i\Δx}(\sin \mathrm{\θ}-\sin {\mathrm{\θ}}_s)+d\left(x_i\right)(\cos \mathrm{\θ}-\cos {\mathrm{\θ}}_s)]\left\}\right|}^2,$

其中，C为与光波导阵元序号i无关的常量。