CN107390381A - 一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的方法与装置 - Google Patents
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Abstract
一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的方法与装置，该装置由两个对称放置的轴锥镜和一个圆筒形内反射镜嵌套组成；采用一束具有平面波前的圆偏振光束垂直入射，入射光经第一个轴锥镜的偏转后，按特定发散角照射圆筒的内反射面，该光束照射圆筒内反射面的入射角满足布鲁斯特定律，其反射光仅保留s偏振分量（振动方向垂直于入射面），反射光继续以相同的角度会聚照射第二个轴锥镜，经偏转后得到具有平面波前的旋向偏振矢量光束，且该光束的相位涡旋拓扑荷绝对值为1。本发明具有结构简单、抗震性能高、转换效率高以及一体化的优点，既可以内置在激光器腔内也可以放置在激光器腔外，实现由圆偏振光转换为具有相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束。
Description
技术领域
本发明涉及一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的方法与装置，属于矢量光束调制技术领域。
背景技术
由于具有偏振态非均匀分布的矢量光束具有传统的均匀偏振光束（如线偏振光束、圆偏振光束）所不具备的特性，使其在近几年的研究中引发了越来越多的关注[参见文献1-2]。特别是具有中心对称偏振分布的矢量光束能够产生非常奇特的聚焦特性，从而使矢量光束在表面等离子体激发[参见文献3]、光镊[参见文献4]、激光微加工[参见文献5]等领域获得了广泛的应用。在具有中心对称偏振分布的矢量光束中，最典型的两个例子就是径向偏振矢量光束和旋向偏振矢量光束：径向偏振矢量光束在紧聚焦后可得到很强的纵向电场分量，这种纵向场能够用来获得超衍射极限的聚焦光斑；旋向偏振矢量光束在聚焦之后则可以得到纯的中空横向电场，特别是当采用拓扑荷TC=1的旋向偏振涡旋光束进行聚焦时可以获得超衍射极限的更小的聚焦光斑[参见文献6]。
目前大多数商用激光器仅能产生均匀偏振光束，需要通过光束调制手段来获得矢量光束。矢量光束的生成方式大致可以分为主动式和被动式[参见文献7]：主动式主要是指通过在激光器谐振腔内设计特殊的偏振模式选择器件，使激光产生柱对称式振荡模式的方法[参见文献8-14]；而被动式则主要是通过在激光器的腔内[参见文献15]或腔外设计静态[参见文献16-18]或动态[参见文献19-26]调控的衍射或干涉光路，通过波面整形或波面变换的手段来获得矢量光束。
主动式生成矢量光束具有转换效率高的优点，但在灵活性方面存在一定的不足，一般只能获得柱对称模式中最简单的径向偏振和旋向偏振两种矢量光束；被动式生成方式则可以通过改变光路结构、更换光学元件或采用动态调制光学元件等手段根据具体的需要来实现不同模式的矢量光束，但其也存在抗震性能差、结构复杂、转换效率较低的问题。
综上所述，设计一种结构简单、抗震性能好、转换效率高，特别是具有一体化特点的矢量光束生成装置仍是研究的热点。
以上所述及的文献是：
文献1. R. Dorn, S. Quabis, and G. Leuchs. Sharper focus for a radiallypolarized light beam[J]. Phys. Rev. Lett., 2003, 91(23): 233901.
文献2. Qiwen Zhan and James R. Leger. Focus shaping using cylindricalvector beams[J]. Opt. Express, 2002, 10(7): 324-331.
文献3. Qiwen. Zhan. Evanescent Bessel beam generation via surface plasmonresonance excitation by a radially polarized beam[J]. Opt. Lett., 2006, 31(11): 1726-1728.
文献4. T. A. Nieminen, N. R. Heckenberg, and H. Rubinsztein-Dunlop.Forces in optical tweezers with radially and azimuthally polarized trappingbeams[J]. Opt. Lett., 2008, 33(2): 122-124.
文献5. M. Meier, V. Romano, and T. Feurer. Material processing withpulsed radially and azimuthally polarized laser radiation[J]. Appl. Phys., AMater. Sci. Process., 2007, 86(3): 329–334.
文献6. Youngworth K S, Brown T G. Focusing of high numerical aperturecylindrical-vector beams. Opt. Express, 2000, 7(2): 77-87.
文献7. Q. Zhan. Cylindrical vector beams from mathematical concepts toapplications[J]. Adv. Opt. Photon. 2009, 1(1): 1-57.
文献8. D. Pohl. Operation of a Ruby laser in the purely transverseelectric mode TE01[J]. Appl. Phys. Lett., 1972, 20(7): 266-267.
文献9. Yuichi Kozawa and Shunichi Sato. Generation of a radiallypolarized laser beam by use of a conical Brewster prism[J]. Opt. Lett., 2005,30(22): 3063-3065.
文献10. J. F. Bisson, J. Li, K. Ueda, and Yu. Senatsky. Radiallypolarized ring and arc beams of a neodymium laser with an intra-cavity axicon[J]. Opt. Express, 2006, 14(8): 3304-3311.
文献11. Marwan Abdou Ahmed, Andreas Voss, Moritz M. Vogel, and ThomasGraf. Multilayer polarizing grating mirror used for the generation of radialpolarization in Yb:YAG thin-disk lasers[J]. Opt. Lett., 2007, 32(22): 3272-3274.
文献12. T. Moser, H. Glur, V. Romano, F. Pigeon, O. Parriaux, M. A.Ahmed, and T. Graf.Polarization-selective grating mirrors used in thegeneration of radial polarization[J]. Appl. Phys. B, 2005, 80(6): 707-713.
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文献14. Martin Rumpel, Matthias Haefner, Thomas Schoder, Christof Pruss,Andreas Voss, Wolfgang Osten, Marwan Abdou Ahmed, and Thomas Graf. Circulargrating waveguide structures for intracavity generation of azimuthalpolarization in a thin-disk laser[J]. Opt. Lett., 2012, 37(10): 1763-1765.
文献15. Ram Oron, Shmuel Blit, Nir Davidson, Asher A Friesem, ZeevBomzon, and Erez Hasman. The formation of laser beams with pure azimuthal orradial polarization[J]. Appl. Phys. Lett., 2000, 77(21): 3322-3324.
文献16. Steve C. Tidwell, Dennis H. Ford, and Wayne D. Kimura. Generatingradially polarized beams interferometrically [J]. Appl. Opt., 1990, 29(15):2234-2239.
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文献18. Kimani C. Toussaint, Sungnam Park, Justin E. Jureller, andNorbert F. Scherer. Generation of optical vector beams with a diffractiveoptical element interferometer[J]. Opt. Lett., 2005, 30(21): 2846-2848.
文献19. Christian Maurer, Alexander Jesacher, Severin Fürhapter, StefanBernet, and Monika Ritsch-Marte. Tailoring of arbitrary optical vector beams[J]. New J. Phys., 2007, 9(3): 78.
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文献23. Sheng Liu, Peng Li, Tao Peng, and Jian-Lin Zhao. Generation ofarbitrary spatially variant polarization beams with a trapezoid Sagnacinterferometer[J]. Opt. Express, 2012, 20(19): 21715-21721.
文献24. Zhen-Yu Rong, Yu-Jing Han, Shu-Zhen Wang, and Cheng-Shan Guo.Generation of arbitrary vector beams with cascaded liquid crystal spatiallight modulators[J]. Opt. Express, 2014, 22(2): 1636-1644.
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文献26. Yi-Yan Xie, Zhen-Jia Cheng, Xuan Liu, Ben-Yi Wang, Qing-Yang Yue,and Cheng-Shan Guo. Simple method for generation of vector beams using asmall-angle birefringent beam splitter[J]. Opt. Lett., 2015, 40(21): 5109-5112。
发明内容
本发明针对矢量光束生成方式的研究热点之一，提出了一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的方法，同时提出了一种实现该方法的装置。
本发明所涉及的基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的方法，包括以下步骤：
①采用一束具有平面波前的圆偏振光垂直入射；
②第一个轴锥镜将入射的平行光束偏转为先会聚后发散的环形光束，发散后的环形光以一定的入射角度照射圆筒形内反射镜的内反射面；
③入射到圆筒形内反射面的光束，其入射角满足布鲁斯特角，反射光仅保留s偏振分量；
④反射光波前的偏振态分布具备中心对称的旋向偏振分布，同时具有拓扑荷绝对值为1的涡旋相位；
⑤经反射的环形光束，其传播方式同样是先会聚后发散；
⑥在反射光光路中再放置第二个轴锥镜，其方位与第一个轴锥镜对称，将发散的旋向偏振涡旋光束再次偏转为具有平面波前的，相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束。
所述步骤①中采用的圆偏振光，既可以为右旋圆偏振光，也可以为左旋圆偏振光。
实现上述方法的基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的装置，可以采用以下方案：
将两个完全一样的轴锥镜和一个圆筒形内反射镜采取共轴、嵌套的方式组合成一体化元件，其中所述两个完全一样的轴锥镜均由材料一制成，其折射率为n 1，底边直径为D，底边厚度为L 0，锥体高度为L 1，锥体底角为α，其放置方位以圆筒形内反射镜长度的中心处前后对称；
所述圆筒形内反射镜的反射界面由材料二制成，其折射率为n 2，内径为D，长度为L；
所述两个轴锥镜的顶点距圆筒形内反射镜长度中心处的距离均为L 2，且有L=2·(L 0+L 1+L 2)；
基于上述方案，若需获得环形、发散的具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束，则可以去掉第二块轴锥镜，并且圆筒形内反射镜的长度可以在原有基础上缩短至L min。
本发明具有结构简单、抗震性能好、转换效率高以及一体化的优点，既可以内置在激光器腔内也可以放置在激光器腔外，实现由圆偏振光转换为具有相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束。
附图说明
图1为基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的装置示意图，其中，图1（a）为本发明装置的结构图；图1（b）为本发明装置的光路图。
图2为本发明沿光线垂直面上的坐标系。
图3为利用本发明装置所获得的具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的强度分布结果：图3（a）为该装置输出光场在未加检偏器时的光强分布（平面波前）；图3（b）为该装置输出光场在检偏器分别为0°、45°、90°和135°时的光强分布（平面波前）；图3（c）为该装置输出的发散光场在未加检偏器时的光强分布；图3（d）为该装置输出的发散光场在检偏器分别为0°、45°、90°和135°时的光强分布。
图4为基于采用双凸结构轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的装置示意图，其中，图4（a）为基于本发明方法得到的双凸结构装置的结构图；图4（b）为双凸结构装置的光路图。
具体实施方式
本发明基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的装置结构简单，仅需要如图1（a）所示的三个光学元件——两个轴锥镜和一个圆筒形内反射镜，通过共轴、嵌套的方式组合成一个一体化的光学装置。该装置光路具有柱对称特性，因此可以仅讨论其中任意一个纵截面的光路来说明其元件参数所满足的关系。
一束腰斑直径为D的具有平面波前的圆偏振光照射该装置，该光束的琼斯矩阵可以由（1）式表达，其中L、R分别表示左旋圆偏振光和右旋圆偏振光。
。 （1）
在该装置中以光线传播方向为z轴，其垂直平面上的xoy坐标系如图2所示。由于该装置具有柱对称特性，因此可以将xoy坐标系绕z轴转过任意角度Φ（设逆时针转过的角度为正）得到任意的x’oy’坐标系，则图1（b）所示即为任意y’oz平面内的光路图。在任意x’oy’坐标系中，入射的圆偏振光可以分别表示为
， （2）
由此可以看出，入射的左旋圆偏振光在任意x’oy’坐标系中仍为左旋圆偏振光，仅附加了一个exp(-iΦ)相位因子；而若入射的是右旋圆偏振光，则在任意x’oy’坐标系中也仍为右旋圆偏振光，同样会附加一个exp(iΦ)相位因子。
在任意y’oz平面内一束细光线如图1（b）所示的位置入射，该光线经过第一个轴锥镜，在锥面的入射角度与轴锥镜的底角α相同，且入射角和折射角满足
， （3）
其中γ为光线的折射角，n 0为空气的折射率，n 1为材料一的折射率。由此可得，折射光偏离装置轴线的角度为(γ-α)，则该光线入射到圆筒形内反射镜反射面的入射角度为。
当该光线在圆筒形内反射镜反射面的入射角β满足布鲁斯特角时，有
， （4）
其中，n 2为材料二的折射率。此时的反射光由于满足布鲁斯特定律而仅有s偏振分量（即x’oy’坐标系中的x’偏振分量），由（2）式可得其反射光的琼斯矩阵为
， （5）
即不论入射光为左旋圆偏振光还是右旋圆偏振，其反射环形光的偏振态均为偏振方向垂直于y’oz平面的线偏振光，其区别仅在于所携带的相位因子不同。由此可见，对于整个腰斑直径为D的圆偏振入射光，若入射光为左旋圆偏振光，则环形反射光的波前为具有相位涡旋拓扑荷为-1的旋向偏振矢量光束；而若入射光为右旋圆偏振光，则环形反射光的波前为具有相位涡旋拓扑荷为1的旋向偏振矢量光束。
轴锥镜底边直径D和底边厚度L 0一般为常数，锥体高度为L 1，根据几何关系满足
。 （6）
根据光路可逆原理和该装置前后对称的关系，轴锥镜的顶点距圆筒形内反射镜长度中心处的距离L 2应满足
， （7）
如此可使得腰斑直径为D的入射光的所有部分均按相同方式经反射面反射后获得旋向偏振矢量光束，圆筒形内反射镜的总长度L满足
。 （8）
反射的环形具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束再经第二块反向放置的轴锥镜的折射，根据光路可逆原理和该装置前后对称的关系，将偏转为同样具有平面波前的、相位涡旋拓扑荷为-1或1的旋向偏振矢量光束。
若仅需要发散的相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束，则可以去掉第二个轴锥镜，圆筒形内反射镜的长度既可以保持原长度L，也可以缩短至最小长度
。 （9）
根据式（3）、（4）、（6）~（9）的关系可以确定轴锥镜和圆筒形内反射镜的各个几何参数。当两个轴锥镜和圆筒形内反射镜的材料均采用熔融石英（JGS1）时，其在632.8nm波段的折射率n 1=n 2=1.457018，取空气对应波段的折射率n 0=1.00029，轴锥镜底边直径D=25.4mm，轴锥镜底边厚度为L 0=5mm，则可以代入上式计算得：圆筒形内反射镜反射面的入射角度所满足的布鲁斯特角β=55°31’45”，轴锥镜锥体底角α=41°50’16”，锥体高度为L 1=11.4mm，轴锥镜的顶点距圆筒形内反射镜长度中心处的距离L 2=22.1mm，圆筒形内反射镜长度L=77mm。当需要发散的相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束时，圆筒形内反射镜的长度可以缩短的最小长度L min=42mm。
采用线偏振He-Ne激光器所发出的632.8nm激光经过/4波片转换成右旋圆偏振光，再经扩束准直后垂直照射按上述参数定制的轴锥镜和圆筒形内反射镜所组成的实验装置，所得到的实验结果如图3所示。其中，图3（a）为该装置输出光场在未加检偏器时的光强分布；图3（b）为该装置输出光场在检偏器分别为0°、45°、90°和135°时的光强分布。通过图3可以看出，圆偏振光经该装置的调制后，可以获得偏振方向沿旋向的非均匀偏振光场分布，即旋向偏振矢量光场。
当该装置去掉第二个轴锥镜后，则可以得到具有发散特性的旋向偏振矢量光场，其相应的光场强度分布如图3（c）和（d）所示。
根据本发明所提出的基于轴锥镜产生具有相位涡旋的旋向偏振矢量光束的方法，还可以采用一种双凸结构的实验装置，即在上述装置结构的基础上，将两个轴锥镜的方向分别前后颠倒，同样可以实现由圆偏振光转换为具有相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束。采用该结构装置的结构图和光路图如图4所示。在该情况下，同样在任意y’oz平面内一束细光线如图4（b）所示的位置入射，该光线经过第一个轴锥镜，在锥面的入射角度与轴锥镜的底角α相同，且入射角和折射角满足
， （10）
其中γ为光线的折射角。因此，折射光偏离装置轴线的角度为(α-γ)，且该光线入射到轴锥镜底面的入射角度同为(α-γ)。在轴锥镜底面的折射光满足
， （11）
进而该折射光入射到圆筒形内反射镜反射面的入射角度为。
同理，当β满足布鲁斯特角时，有
。 （12）
此时的反射光同样由于满足布鲁斯特定律而仅有s偏振分量（即x’oy’坐标系中的x’偏振分量）。因此，在该情况下，对于整个腰斑直径为D的圆偏振入射光，若入射光为左旋圆偏振光，则环形反射光的波前为具有相位涡旋拓扑荷为-1的旋向偏振矢量光束；而若入射光为右旋圆偏振光，则环形反射光的波前为具有相位涡旋拓扑荷为1的旋向偏振矢量光束。
同理可以写出双凸结构实验装置的各项几何参数所满足的关系式：
轴锥镜锥体高度L 1满足
； （13）
轴锥镜的顶点距圆筒形内反射镜长度中心处的距离L 2满足
； （14）
圆筒形内反射镜的总长度L满足
。 （15）
满足上述关系的双凸结构实验装置同样可以将入射的圆偏振光转换为具有平面波前的、相位涡旋拓扑荷为-1或1的旋向偏振矢量光束。
类似的，若仅需要发散的相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束，则可以去掉第二个轴锥镜，圆筒形内反射镜的长度既可以保持原长度L，也可以缩短至最小长度
。 （16）
根据式（10）~（16）的关系可以确定轴锥镜和圆筒形内反射镜的各个几何参数。当两个轴锥镜和圆筒形内反射镜的材料同样均采用熔融石英（JGS1）时，且轴锥镜底边直径D=25.4mm，轴锥镜底边厚度为L 0=5mm，则可以代入上式计算得：圆筒形内反射镜反射面的入射角度所满足的布鲁斯特角β=55°31’45”，轴锥镜锥体底角α=58°50’50”，锥体高度为L 1=21mm，轴锥镜的顶点距圆筒形内反射镜长度中心处的距离L 2=18.2mm，圆筒形内反射镜长度L=88.4mm。当需要发散的相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束时，圆筒形内反射镜的长度可以缩短的最小长度L min=63mm。
Claims (5)
1.一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的方法，其特征在于包括以下步骤：
①采用一束具有平面波前的圆偏振光垂直入射；
②第一个轴锥镜将入射的平行光束偏转为先会聚后发散的环形光束，发散后的环形光以一定的入射角度照射圆筒形内反射镜的内反射面；
③入射到圆筒形内反射面的光束，其入射角满足布鲁斯特角，反射光仅保留s偏振分量；
④反射光波前的偏振态分布具备中心对称的旋向偏振分布，同时具有拓扑荷绝对值为1的涡旋相位；
⑤经反射的环形光束，其传播方式同样是先会聚后发散；
⑥在反射光光路中再放置第二个轴锥镜，其方位与第一个轴锥镜对称，将发散的旋向偏振涡旋光束再次偏转为具有平面波前的，相位涡旋拓扑荷绝对值为1的旋向偏振矢量光束。
2.根据权利要求1所述的一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的方法，其特征在于：采用一束具有平面波前、偏振态为圆偏振态的平面光束或高斯光束垂直于轴锥镜底面照射上述装置，圆偏振光既可以为右旋圆偏振光，也可以为左旋圆偏振光。
3.一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的装置，其特征在于包括：轴锥镜（1），轴锥镜（2）和一个圆筒形内反射镜（3），采取共轴、嵌套的方式组成，其中：
所述轴锥镜（1）由材料一制成，其折射率为n 1，底边直径为D，底边厚度为L 0，锥体高度为L 1，锥体底角为α，其放置方向为底面朝前、锥顶朝后；
所述轴锥镜（2）的各项参数与轴锥镜（1）相同，同样由材料一制成，其折射率为n 1，底边直径为D，底边厚度为L 0，锥体高度为L 1，锥体底角为α，其放置方向与轴锥镜（1）相反为底面朝后、锥顶朝前；
所述圆筒形内反射镜（3）的反射界面由材料二制成，其折射率为n 2，内径为D，长度为L。
4.根据权利要求3所述的一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的装置，其特征在于：整个装置以圆筒形内反射镜长度的中心处前后对称，轴锥镜（1）与轴锥镜（2）的顶点距圆筒形内反射镜长度中心处的距离均为L 2，且有L=2·(L 0+L 1+L 2)。
5.根据权利要求3所述的一种基于轴锥镜产生具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束的装置，其特征在于：若需获得环形、发散的具有涡旋相位的旋向偏振矢量光束，则可以去掉轴锥镜（2），并且圆筒形内反射镜的长度可以在原有基础上缩短至L min。
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2017
- 2017-08-30 CN CN201710763101.8A patent/CN107390381B/zh active Active
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| CN107390381B (zh) | 2019-09-20 |
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