CN1148599C - 焦线长度可调的长距离轴向线聚焦光学系统 - Google Patents

Abstract

一种焦线长度可调的长距离轴向线聚焦光学系统，主要包括前后平行置放的平凹球面透镜和平凸圆锥透镜，两透镜的中心轴线同轴，而且平凸圆锥透镜的平面对着平凹球面透镜的凹面。两透镜是由相同折射率的材料构成。平凸圆锥透镜的半径大于平凹球面透镜的半径。两透镜之间的距离可调。中心光轴与透镜系统中心轴线共轴的圆平行入射激光光束垂直入射于平凹球面透镜平面的一面由凹面射出后发散，发散的激光束进入平凸圆锥透镜后将光束会聚于中心轴线上。调节两透镜之间的距离，焦线的长度可以变化。与在先技术相比，具有结构简单，调节方便，容易实现焦线的长度连续可调，对于超短激光脉冲、短脉冲以及长脉冲的高功率激光均适用。

Description

焦线长度可调的长距离轴向线聚焦光学系统

技术领域：

本发明是焦线长度连续可调的长距离轴向线聚焦光学系统，适用于在空气中激发长距离直线等离子体中所用的高功率激光束，或适用于需要将激光束进行轴向线聚焦的场合。

背景技术：

在研究高功率激光激发空气中细长直线等离子体的实验中，需要将激光沿轴向连续聚焦分布，以形成一条细长直焦线，一般要求径向宽度几十微米，轴向长度几米以上，并且长度要连续可调，以便改变焦线上的能量密度。

在一般激光线聚焦实验中，是利用柱面透镜(参见在先技术[1]王之江主编，光学技术手册，机械工业出版社，1987年11月北京第一版，第1172页。)或利用丘悦等发明的焦线长度连续可调的均匀线聚焦光学系统(参见在先技术[2]专利申请号93112629.0)，它们的缺点是焦线短，仅为厘米量级，难以实现几米乃至几十米的线聚焦长度。

利用超短超强飞秒激光在低密度等离子体中的自引导效应(参见在先技术[3]A.Braun et al，Optics Letters，20(1)，1995，73)，可以实现脉冲飞秒激光在空气中径向宽度为80微米，轴向长度达20米的稳定传播。它的缺点是不适用于空气中高密度等离子体的情况，因为高密度等离子体的产生将吸收后续激光并阻碍激光的进一步传播即屏蔽效应。另外，对较长脉宽的激光脉冲也难以实现长距离的自引导传播。

发明内容：

本发明的目的为了克服上述在先技术的缺陷，提供一种利用焦线长度连续可调的长距离轴向线聚焦光学系统，使高功率脉冲激光能在空气中激发细长直线状高密度等离子体。

本发明是利用平凹球面透镜和平凸圆锥透镜结合，利用平凹球面透镜发散入射光束，再利用平凸圆锥透镜作为轴向线聚焦透镜，调节平凹球面透镜和平凸圆锥透镜之间的距离来改变焦线的长度。

图1为本发明的焦线长度连续可调的长距离轴向线聚焦光学系统示意图。本发明的光学系统主要包括平凹球面透镜1和平凸圆锥透镜2，两透镜是由具有相同折射率n的材料构成的。平凹球面透镜1的半径为E，球面曲率半径为R，边缘厚度为m。平凸圆锥透镜2的半径为D，圆锥顶角为β，边缘厚度为α。两个透镜的中心轴线在同一条直线O′F上，平凹球面透镜1在前，平凸圆锥透镜2在后平行放置，而且平凸圆锥透镜2的平面对着平凹球面透镜1的凹面，平凸圆锥透镜2的圆锥顶点O位于中心轴线O′F上。平凹球面透镜1和平凸圆锥透镜2之间的距离可调为可变量L。

对于半径为d的圆平行入射激光光束(一般情况下如此)，激光光束的中心光轴O′O″与透镜系统的中心轴线O′F共轴垂直入射于平凹球面透镜1平面的一面由凹面出射后发散。由凹面射出外侧光线的发散角最大，因此主要追迹外侧光线即可。外侧光线以发散角α出射并进入平凸圆锥透镜2。平凸圆锥透镜2将外侧光线以小角度η会聚于中心轴线O′F上最远焦点F，η为外侧会聚光线与轴线夹角，η＜α，而且经常是η＜＜α。其余内侧光线将连续会聚在中心轴线O’F上的OF段，焦线长度OF即为k。改变平凹球面透镜1和平凸圆锥透镜2之间的距离L，比如减小L，那么，最远焦点F将向平凸圆锥透镜2的顶点O方向移动，焦线长度变短。相反，增大L，焦线长度将延长。当然，平凸圆锥透镜2的半径D和圆锥顶角β必须满足一定条件才能实现轴向线聚焦。平凸圆锥透镜2的半径D大于平凹球面透镜1的半径E即D＞E。

对于半径为d的圆平行入射激光光束，经折射率为n，曲率半径为R的平凹球面透镜1出射后的发散角α(外侧出射光束与中心光轴的夹角)可通过简单的光学计算得(仅考虑外侧光线)

$\mathrm{\α}=\arcsin \frac{\mathrm{nd}}{R}-\arcsin \frac{d}{R}.---\left(1\right)$

外侧发散光束以相同入射角α入射平凸圆锥透镜2，并以角θ出射，θ为外侧出射光线与圆锥面法线的夹角。根据光线传播的折射定律不难求得(空气的折射率取为1)：

$\sin \mathrm{\θ}=\left(\sqrt{n^2-{\sin }^2\mathrm{\α}}\right)\sin \mathrm{\γ}-\cos \mathrm{\γ}\sin \mathrm{\α},---\left(2\right)$

式中，γ为平凸圆锥透镜2的圆锥面母线与透镜平面的夹角。显见，θ必须大于γ，通过平凸圆锥透镜2的外侧出射光线才会向轴线方向会聚，即

$\frac{\sin \mathrm{\θ}}{\sin \mathrm{\γ}}=\left(\sqrt{n^2-\mathrm{si}{n}^2\mathrm{\α}}\right)-\mathrm{ctg\γ}\sin \mathrm{\α}>1,---\left(3\right)$

$\mathrm{\γ}>\mathrm{arctg}\frac{\sin \mathrm{\α}}{\left(\sqrt{n^2-\mathrm{si}{n}^2\mathrm{\α}}\right)-1}---\left(4\right)$

相应地，平凸圆锥透镜2的圆锥顶角β应满足：

对长距离聚焦而言，会聚角η为小量。因此焦线OF的长度k近似可得：

$k\≈\frac{h}{\mathrm{\η}}=\frac{h}{\mathrm{\θ}-\mathrm{\γ}},---\left(6\right)$

h为外侧光束经平凸圆锥透镜2的出射点到中心轴线O′F的距离。

从式(6)可以清楚地看出，焦线长度k随h变化而变化。调节平凹球面透镜1和平凸圆锥透镜2之间的距离L可以改变h的大小。即，调节L，就可连续调节轴向焦线的长度。最长焦线k_max为

$k_{\max }\≈\frac{D}{\mathrm{\θ}-\mathrm{\γ}},---\left(7\right)$

最短焦线k_min为

$k_{\min }\≈\frac{d}{\mathrm{\θ}-\mathrm{\γ}}.---\left(8\right)$

本发明与在先技术相比，结构简单，调节方便，容易实现。不存在激光屏蔽现象阻碍后续激光的传播，因而激光利用率高，适用于短脉冲和超短脉冲高功率激光。产生的等离子体连续稳定，长度连续可调。不仅适用于超短脉冲激光，也适用于短脉冲或长脉冲等高功率激光。这样可以根据入射激光能量很方便地调节焦线长度，以获得最佳能量密度。

附图说明：

图1为本发明的焦线长度连续可调的长距离轴向线聚焦光学系统示意图。

图中：

1为平凹球面透镜，R为球面曲率半径，E为平凹球面透镜1的半径，m为边缘厚度。2为平凸圆锥透镜，D为平凸圆锥透镜2的半径，β为圆锥顶角，α为边缘厚度。两个透镜共轴平行放置，O为平凸圆锥透镜2的圆锥顶点。L为平凹球面透镜1的凹面最厚的点和平凸圆锥透镜2的平面之间的距离。

d为圆平行入射激光光束的半径，α为外侧光线通过平凹球面透镜1相对中心光轴的发散角和进入平凸圆锥透镜2的入射角，θ为外侧光线通过平凸圆锥透镜2后的出射角，γ为平凸圆锥透镜2的圆锥面母线与平面之间的夹角，η为外侧光线到中心轴线O′F的会聚角，F为外侧光线在中心轴线O′F上的焦点，h为外侧光线在平凸圆锥透镜2上的出射点到中心轴线O′F上的距离，k为焦线OF的长度。

具体实施方式：

以具有均匀折射率分布的透镜材料，比如光学玻璃构成两透镜1、2为例。其光学玻璃的折射率n＝1.5，入射光束半径d为25mm，平凹球面透镜1的半径E取26mm，曲率半径R为50mm，那么，入射光束经平凹球面透镜1出射后，根据式(1)，外侧光线的发散角α为

平凸圆锥透镜2的半径D取100mm，根据上述式(4)，圆锥面母线与透镜平面的夹角γ必须满足：

取γ等于34.5°。相应地，平凸圆锥透镜2的圆锥面顶角β为111°。

根据上述式(2)，外侧光束通过平凸圆锥透镜2后出射角度θ有

$\sin \mathrm{\θ}=\left(\sqrt{n^2-{\sin }^2\mathrm{\α}}\right)\sin \mathrm{\γ}-\cos \mathrm{\γ}\sin \mathrm{\α}$

即θ为34.57°。

根据上述式(7)、(8)，最长焦线k_max为

最短焦线k_min为

平凹球面透镜1和平凸圆锥透镜2之间最大调节距离约为

Claims (1)

1.一种焦线长度可调的长距离轴向线聚焦光学系统，包括平凹球面透镜(1)，其特征在于还有与平凹球面透镜(1)相同折射率n材料构成的平凸圆锥透镜(2)，平凹球面透镜(1)在前，平凸圆锥透镜(2)在后平行置放，而且平凸圆锥透镜(2)的平面对着平凹球面透镜(1)的凹面，该两透镜的中心轴线同轴(O′F)，平凸圆锥透镜(2)的圆锥顶点(O)在中心轴线(O′F)上，平凸圆锥透镜(2)与平凹球面透镜(1)之间的距离(L)可调，平凸圆锥透镜(2)的圆半径(D)大于平凹球面透镜(1)的圆半径(E)，平凸圆锥透镜(2)的圆锥顶角β为

上式中，n为平凸圆锥透镜(2)折射率，α为激光束由平凹球面透镜(1)平面的一面入射由凹面出射发散后外侧发散光束与激光束中心光轴的夹角，

$\mathrm{\α}=\arcsin \frac{\mathrm{nd}}{R}-\arcsin \frac{d}{R}$

其中，n为平凹球面透镜(1)的折射率，d为入射圆平行激光光束的半径，R为平凹球面透镜(1)的曲率半径。