FI114174B - Osittain koherentin valonsäteen intensiteettijakauman diffraktiivinen muokkaus - Google Patents

Description

114174

OSITTAIN KOHERENTIN VALONSÄTEEN INTENSITEETTI-JAKAUMAN DIFFRAKTIIVINEN MUOKKAUS

DIFFRAKTIV OMFORMNING AV EN PARTIELLT KOHERENT LJUSSTRÄLENS INTENSITETFÖRDELNING

Keksintö liittyy monimoodilaserin tai muun osittain koherentin valonlähteen tuottaman valonsäteen intensiteettijakauman muokkaukseen ja säteen optisen laadun parantamiseen.

Monet teollisuudessa yleisesti käytettävät suurteholaserit, erityisesti pulssitoimiset excimer-laserit, säteilevät valoa, joka koostuu suuresta joukosta keskenään korreloimatto-mia poikittaisia kaviteettimoodeja. Tälläisen laserin valo ei ole läheskään paikkakoherenttia päinvastoin kuin esimerkiksi tavallisen Helium-Neon -laserin tai puolijohdelaserin säteilemä valo. Laseria voidaankin silloin pitää primäärisenä osittain koherentin valon lähteenä [F. Gori, Opt. Commun. 34, 301 (1980); A. Starikov ja E. Wolf, J. Opt. Soc. Am. 72, 923 (1982); S. Lavi, R. Prochaska ja E. Keren, Appi. Opt. 27, 3696 (1988)].

Lasersäteen intensiteettijakauma sädettä vastaan kohtisuoralla tasolla on tärkeä ominaisuus lähes kaikissa teollisissa sovelluksissa. Esimerkiksi pulssitoimisen excimer-laserin sateen muoto ei yleensä ole ideaalinen: säteessä havaitaan teräviä intensiteettivaihteluita, säde ei välttämättä ole ympyräsymmetrinen vaan saattaa olla voimakkaastikin elliptinen ja lisäksi intensiteettijakauma voi vaihdella satunnaisesti laserpulssista toiseen.

Tyypillisesti, joskaan ei aina, monimoodilaserin säde noudattaa kaukokentässä hyvässä approksimaatiossa perusmoodissa valoa säteilevän laserin Gaussista intensiteettijakaumaa. Perustavaa laatua oleva ero on se, että monimoodilaserin säde ei ole läheskään ‘diffraktiora-joitettu’ eli sen säteilykuvio leviää laajemmalle alueelle kuin sellaisen yksimoodisen laserin - . ; säde, jolla on sama aallonpituus ja sama säteen koko lähtötasossa. Lisäksi monimood-;: isen suurteholaserin säteessä havaitaan tyypillisesti voimakkaita paikallisia intensiteetti-, ·' \ vaihteluita, joita hyvän yksimoodilaserin säteessä ei esiinny.

A Gaussinen intensiteettijakauma ei ole läheskään aina ideaalinen. Monissa lasersovelluk-;;; sissa kaivataan sädettä, jonka intensiteettijakauma olisi tietyssä säteen etenemissuuntaa vas- ' taan kohtisuorassa tasossa mahdollisimman tasainen tietyllä, esimerkiksi ympyrän tai neliön muotoisella alueella. Neliönmuotoiset tasaintensiteettiset säteet ovat erityisen toivottavia 1:" : erilaisten pikselöityjen rakenteiden laserkuvioinnissa, ympyrämäiset taas esimerkiksi reikien : laserporauksessa eri materiaaleihin. Muunkinmuotoisia lasersäteitä tarvitaan: esimerkiksi laserfuusiokokeissa valaistaan pallomaista kohdetta eri suunnista useilla lasersäteillä, joista jokaisen tulisi optimitilanteessa valaista yhtä pallonpuolikasta tasaisesti. Tämä vaatii ympyräsymmetrisen säteen, jonka intensiteetti kasvaa kosinilain mukaan keskeltä reunoja kohti ja putoaa sitten nopeasti lähelle nollaa.

2 114174

Myös suurtehoisten reunaemittoivien puolijohdelasereiden säde koostuu usein suuresta joukosta poikittaisia moodeja. Näiden lasereiden erityispiirteenä on se, että säde on osittain koherentti valoa emittoivan aaltojohderakenteen suunnassa mutta (lähes) koherentti sitä vastaan kohtisuorassa suunnassa. Tyypillisesti säteen laatu aaltojohderakenteen suunnassa on varsin huono: siinä esiintyy voimakkaita paikallisia intensiteettivaihteluita, jotka pitäisi pystyä tasoittamaan.

Kehitteillä on myös muita kuin puhtaaseen stimuloituun emissioon perustuvia kirkkaita valonlähteitä. Näistä esimerkkinä mainittakoon resonanssikaviteetti-LED, joka on eräänlainen laserin ja perinteisen valoa emittoivan diodin välimuoto. Sen säteilemä valo koostuu erittäin suuresta joukosta koherentteja moodeja, joiden superpositiona syntyvä kenttä on globaalisti epäkoherentti eli kvasihomogeeninen. Kun lähde asetetaan positiivisen linssin polttotasoon, saadaan osittain koherentti kvasikollimoitu säde, jonka intensiteettijakauma esimerkiksi kaukokentässä ei kuitenkaan ole ideaalinen. Hyvin usein tällaisen LEDin valo kollimoidaan (tai kuvataan) linssillä, joka tuottaa kaukokenttään (kuvatasoon) approksimaation emittoivan alueen kuvasta. Approksimaatiolla tarkoitetaan tässä sitä, että linssin apertuuri yleensä leikkaa korkeat paikkataajuudet pois lähteen kulmaspektristä, jolloin kuvatasoon saadaan lähteen alipäästösuodatettu kuva. Sen muoto ei useinkaan ole sovelluksen vaatimusten mukainen. Myös normaalin monimoodisen optisen kuidun päästä lähtevä säde on osittain koherentti ja sen intensiteettijakauma kaipaa usein muokkausta.

Pyrittäessä suureen säteilytehoon etenkin puolijohde valonlähteillä käytetään yksittäiseen lähteen sijasta usein rivin tai matriisin muotoon sijoitettuja keskenään korreloimattomia valonlähteitä (lasereja tai LEDejä). Silloin kuvatasoon saadaan diskreetti joukko valopisteitä, vaikka yleensä haluttaisiin yhtenäinen valaistu alue.

. Koherentin lasersäteen muodon muokkaus joko kaukokentässä tai jollakin halutulla etäisyydellä laserlähteestä voidaan periaatteessa toteuttaa perinteisen taittavan (refraktii-‘. *: visen) optiikan keinoin: säteen tielle asetetaan asfäärinen eli pallopinnasta poikkeava taittava pinta, jonka muoto on optimoitu siten, että energiajakauma kohdetasossa on halutunlainen : : [P. W. Rhodes ja D. L. Shealy, Appi. Opt. 19, 3545 (1980)]. Jos näin optimoitu pinta on pyörähdyssymmetrinen, on sen valmistus mahdollista esimerkiksi timanttisorvitekniikalla.

. · ‘ . Jos taittava pinta ei ole pyörähdyssymmetrinen, sen valmistus nykytekniikalla on vaikeaa. Toisaalta, vaikka tarvittava pinta pystyttäisiinkin valmistamaan tarkasti, on ongelmana silti . elementin toiminnan suuri herkkyys sekä lasersäteen intensiteettijakauman muodolle että *t>' säteen ja elementin optisten akseleiden linjaukselle (vrt. piirustus 1). Tämä johtuu siitä, että ... * elementin pinnan muoto suunnitellaan geometrisen optiikan perusteella, jolloin intensiteet-tijakauman paikallinen muutos elementin tasossa vaikuttaa suoraan intensiteettijakaumaan . “ ·, havaintotasossa.

* · '·’ Diffraktiivinen optiikka [J. Turunen and F. Wyrowski, eds., Diffractive Optics for In-dustrial and Commercial Applications (Wiley VCH, Berlin, 1997), seuraavassa “Diffrac- 3 114174 tive Optics”] on osoittautunut periaatteessa erinomaiseksi ratkaisuksi koherenttien lasersäteiden muodon muokkaukseen: alkujaan Gaussinen intensiteettijakauma voidaan muuttaa joko kaukokentässä tai jollain halutulla etäisyydellä lähes mielivaltaiseksi intensiteet-tijakaumaksi (esimerkiksi tasaintensiteettiseksi tai reunoiltaan korostuneeksi) asettamalla lasersäteen kulkutielle valon vaihetta, amplitudia tai molempia kontrolloiva tasomainen, mutta pinnaltaan mikrorakenteinen elementti (“Diffractive Optics”, luku 6). Diffraktii-vinen optiikka tarjoaa ratkaisun myös yllä kuvattuun ei-pyörähdyssymmetristen elementtien toteuttamiseen: mikrorakenteen litografisen valmistusprosessin kannalta rakenteen spesifinen optinen funktio ei ole merkityksellinen. Kuitenkin elementin toiminta on edelleen analoginen asfäärisen linssin kanssa, eli ongelmana säilyy muokatun intensiteettijakauman muodon herkkä riippuvuus sekä tulevan säteen muodesta että optisten akseleiden kohdis-tusvirheestä. Diffraktiivista optiikkaa käyttämällä näitä ongelmia voidaan tosin jonkin ver-! ran pienentää sisällyttämällä elementin toimintaa sirottavaa vaikutusta, mutta hintana on konversiohyötysuhteen lasku (“Diffractive Optics”, luku 6).

Diffraktiivisten säteenmuokkauselementtien suuunnittelun peruslähtökohta on tois-! täiseksi ollut olettamus lasersäteen täydellisestä paikkakoherenssista [W. B. Veldkamp ja | C. J. Kastner, Appi. Opt. 21, 879 (1982); C.-Y. Han, Y. Ishii ja K. Murata, Appi. Opt.

22, 3644 (1982); M. T. Eisman, A. M. Taija J. N. Cederquist, Appi. Opt. 28, 2641 (1989); N. Roberts, Appi. Opt. 28, 31 (1989)]. Vaikka mikään lasersäde ei tätä vaatimusta tarkasti täytä, on olettamus riittävän hyvä kaikille niille lasereille, jotka säteilevät valoa oleellisesti yhdessä poikittaisessa moodissa, vaikka pitkittäisiä moodeja olisikin useita (eli lasersäteily ei olisi täysin yksiväristä eli monokromaattista). Oletus täydellisestä koherenssista ei ole läheskään voimassa silloin, kun laser säteilee samanaikaisesti useassa transversaalisessa moodissa. Edellä mainitut tunnetut ratkaisut koherentin lasersäteen muokkaamiseksi eivät ·.·* tässä tapauksessa välttämättä edes toimi, eikä niillä ainakaan pystytä välttämään tulevan •\*·: säteen muodon vaihteluiden tai linjausvirheiden aiheuttamia ongelmia.

: US A 4410237 edustaa tunnettua tekniikan tasoa täysin paikkakoherentin lasersäteen

muodon muokkauksessa. Siinä käytetty diffraktiivinen rakenne ole jaksollinen. US A

• * *

6157756 edustaa tunnettua tekniikan tasoa täysin paikkakoherentin lasersäteen muut-tamiseksi hyvin suureen avaumakulmaan eteneväksi laserviivaksi. Julkaisussa US A

6157756 esitetty kuituhila on jaksollinen, mutta ei mikrorakenteinen eikä sen toiminta perustu osittaisen paikkakoherenssin hyväksikäyttöön.

‘ ' US A 4790627 tarkastelee oleellisesti paikkaepäkoherenttien ja laajakaistaisten lasersys-’... · teemeiden tuottaman valon intensiteettijakauman hallintaa laserfuusiokokeita varten. Siinä pyritään lasersysteemin aberraatioiden eliminointiin käyttäen paikkavarianttia absorbaat-toria ja kuvion projisointia. US A 4521075 tarkastelee oleellisesti samaa ongelmaa, ' I' mutta siinä käytetään hyväksi echelon-hiloja muuttamaan tysin paikkakoherentti mutta laa-'·'[/· jakaistainen lasersäde laajakaistaiseksi mutta olennaisesti paikkaepäkoherentiksi säteeksi.

4 114174 Tässä keksinnössä esitetään uusi menetelmä monimoodisen valonlähteen tuottaman säteen muokkaamiseksi valon diffraktiota hyväksi käyttävien, ns. diffraktiivisten (optisten) elementtien [“Diffractive Optics”] avulla. Keksintö perustuu olennaisilta osiltaan jaksollisiin diffraktiivisiin elementteihin ja monimoodisen valonsäteen osittaisen koherenssin ; hyväksikäyttöön, eli juuri siihen säteen ominaisuuteen, jota aiemmin on pidetty ongelmana.

Keksintö ratkaisee edellä kuvatut nykytekniikan ongelmat. Sille on tunnusomaista, että muokatun intensiteettijakauman muoto ei riipu elementin poikittaisesta linjauksesta valonsäteen suhteen eikä myöskään olennaisella tavalla elementtiin osuvan säteen intensiteettijakauman kohtuullisista poikkeamista verrattuna elementin suunnittelussa oletettuun ideaaliseen muotoon. Keksinnössä käytetään hyväksi valonsäteen osittaista koherenssia seu-raavassa kuvatulla tavalla.

! Jos kaksi keskenään koherenttia lasersädettä (joiden vaiheet siis ovat kiinteässä, ajasta riippumattomassa suhteessa toisiinsa) kohtaavat, on tuloksena voimakas interferenssikuvio: jos molemmat säteet ovat yhtä kirkkaita, interferenssikuviossa nähdään sekä voimakkaita maksimeja että kohtia, joissa intensiteetti on nolla. Jos taas kaksi keskenään korreloimatonta j valonsädettä (esim. kahden eri laserin lähettämät säteet) kohtaavat samalla tavalla, niiden | intensiteettijakaumat summautuvat eikä interferenssin aiheuttamia intensiteettivaihteluita ! havaita. Nämä ovat optisen koherenssiteorian kannalta tarkasteltuna ne kaksi ääripäätä, jotka yleensä tunnetaan. Monimoodisen valonlähteen lähettämä valo ei kuulu kumpaankaan kategoriaan: jos se jaetaan kahteen eri suuntaan etenevään osaan, jotka sitten yhdistetään, on tuloksena kylläkin interferenssikuvio, mutta sen intensiteettiminimit eivät laske nollaan eli kuvion visibiliteetti heikkenee. Keksinnössä käytetään hyväksi tätä osittain koherentin säteilyn rajoitettua kykyä interferenssiin ja sovelletaan sitä monimoodisten valonsäteiden muokkaukseen. Keksinnön keskeinen osa on havainto, että valolähteen osittainen koherenssi ...: mahdollistaa jaksollisten (periodisten) diffraktiivisten elementtien käytön monimoodisten :.’*i valonsäteiden muodon muokkauksessa. Tämä havainto on yleistys edellä esitetyistä kahden aallon interferenssiä koskeneista tunnetuista tosiasioista.

On tunnettua, että esimerkiksi useiden monimoodilaserien säteitä voidaan riittävän .···. hyvässä approksimaatiossa kuvata ns. Gaussisella Schell-mallilla. Lähdettä karakterisoiva ristispektritiheys [L. Mandel and E. Wolf, Coherence and Quantum Optics (Cambridge University Press, Cambridge, 1995)] on silloin muotoa ·:··: Wgsm(^i,^2) = exp [- (x\ + x*) /tnj] exp [- (xx -rr2)2/2(To], (!) ·;·’ missä (säteen intensiteettijakauman 1/e2 -puolileveys lähdetasossa) ja σο (säteen rms-koherenssileveys lähdetasossa) ovat vakioita ja globaalia koherenssiastetta mitataan suu-reellä a = σο/wo- Tämä suure, ja sitä kautta myös paikkakoherenssileveys σο, voidaan määrittää mittaamalla säteen kaukodiffraktiokuvion koko, sillä Gaussisen Schell-mallin säteen l/e2-kaukodiffraktiokulma saadaan lausekkeesta θ = λ/ (πινοβ), missä Λ on valon 5 114174 aallonpituus ja β = (1 + α-2)-1^2. Vaikka malli ei ole täysin tarkka millekään todelliselle valonlähteelle, on se tämän keksinnön kannalta riittävän tarkka myös useimmille sellaisille valonlähteille, joiden intensiteettijakauma tai kaukodiffraktiokuvio eivät ole täysin Gaussisia. Seuraavassa keksintöä selostetaan piirustuksiin 2-8 viitaten.

Piirustus 2 esittää Gaussisen Schell-mallin säteen etenemistä vapaassa avaruudessa (tai homogeenisessa väliaineessa). Siinä on havainnollistettu suureet wo ja σο ja esitetty graafisesti sädettä kuvaavat etenemisparametrit, joita ovat säteen 1/e2 -puolileveys w(z), koherenssileveys σ(ζ) ja kaarevuussäde R(z). Nämä suureet tunnetaan [A. T. Friberg ja R.

J. Sudol, Opt. Commun. 41, 297 (1982)]: . . 21V2 w{z) = w0 1 + (Az/nwjjjej , (2) σ (z) = aw(z), (3) ; R(z) = z 1+ (^7twq iS/Az'j . (4)

Piirustuksessa 2 esitetty kulma Θ on yllä kuvattu säteen kaukodiffraktiokuvion 1/e2 -puoliarvoleveys. Kulkiessaan esimerkiksi ohuen linssin läpi Gaussinen Schell-mallin säde käyttäytyy kuten palloaalto, jonka kaarevuussäde on R{z).

Piirustus 3 kuvaa tilannetta, jossa Gaussinen Schell-mallin lähde on Fourier-muunnettu ohuella linssillä 301 (polttoväli F) 2F-geometriassa tasoon 302, jossa R(F) = oo eli aal-torintama on tasomainen. Kaavojen (1)-(3) avulla voidaan hallita myös tämä geometria, eli yhdistää säteen koko ja koherenssiala tasossa 302 etenemisparametreihin missä tahansa ..li* tasossa linssin 301 ja tason 302 välissä. Kun lisäksi käytetään hyvin tunnettua parak-: ·.: siaalisen palloaaltorintaman kaarevuussäteen transformaatiolakia taittavalla pallopinnalla, ;\· voidaan hallita säteen eteneminen mielivaltaisen (paraksiaalisen) linssisysteemin läpi [A. T. .···. Friberg ja J. Turunen, J. Opt. Soc. Am. A 5, 713 (1988)].

• Piirustuksessa 4 on Gaussisen Schell-mallin lähteen eteen asetettu diffraktiivinen ele- • · • · mentti, joka jakaa alkuperäisen säteen useisiin hieman eri suuntiin eteneviin säteisiin. Ele- * · ’ · · ’ mentti on yhdessä tai kahdessa suunnassa periodinen ja se tuottaa tavallisen hilan lailla diffraktiokertalukuja, joiden määräämiin suuntiin säteet etenevät hilayhtälön mukaisella * tavalla. Hilaperiodit x- ja/tai ^/-suunnissa valitaan tyypillisesti siten, että kertalukujen * : välinen kulmaero, ΑΘ « A/d, on selvästi pienempi kuin Gaussisen Schell-mallin säteen di- .. j vergenssikulma Θ. Näin saadaan joukko osittain päällekkäisiä Gaussisia Schell-mallin säteitä (vrt. piirustus 5), jotka koherenteista säteistä poiketen interferoivat vain rajoitetusti, kuten seuraavassa matemaattisesti näytetään. Tarkastelu on yksinkertaisuuden vuoksi kaksidi-: mensioinen, mutta se voidaan helposti yleistää kolmidimensioiseksi.

6 114174

Merkitään hilan diffraktiokertalukujen kompleksiamplitudeja hilan lähtötasossa suureilla Tm, missä m 6 M on kertaluvun indeksi ja M on niiden kertalukujen muodostama joukko, joiden hyötysuhteet η7η = |Tm|2 poikkeavat merkittävästi nollasta. Hilan läpäisseen kentän ristispektritiheydeksi saadaan silloin W(xi,x<2) — Hgsm(^1i^2) 5Z T^Tnexp[-i2w(mxi - nx2)/d], (5)

(m,n)6M

missä n on myös kertalukua kuvaava indeksi ja d hilajakson pituus ^-suunnassa. Kentän intensiteettijakauma linssin (polttoväli F) polttotasossa, jossa paikkakoordinaatti on u, saadaan lausekkeesta 1 f f00 I(u) = —j J W(xi,x2)exY>[i2K (xi - x2)u/\F]dxidx2. (6)

Integroimalla saadaan yhtälöistä (1), (5) ja (6) lopputulos I(u) = — Σ T^T„exp{- [(« + mti0)2+ (u + nu0)2] /ru^jexp [-(m - n)2rto/2a£],

Wp (m,n)eM

(7) ! missä wF = ΧΡ/πνυ0β, aF = a0wF/wo ja uq = XF/d.

Piirustus 6 esittää yhtälön (7) perusteella numeerisesti simuloituja intensiteettijakau-mia kuvan 3 tasossa 302. Tavoitteena on muuttaa alkujaan Gaussinen intensiteettijakauma tasaintensiteettiseksi käyttämällä diffraktiivista elementtiä, joka koherentilla tasoaallolla valaistuna tuottaa yhdeksän yhtä kirkasta kertalukua, m = —4,..., +4. Koherenssiasteen arvoksi on valittu a = 1/5 piirustuksessa 5a ja a = 1/10 piirustuksessa 5b. Nämä ovat varsin tyypillisiä arvoja excimer-lasereille. Muut parametrit ovat w0 = 1 mm, F = lm, . Λ = 250 nm, ja hilaperiodia d on piirustuksessa 5 varioitu optimaalisen suhteen wq/d "**t löytämiseksi kullekin a:n arvolle.

'· '· Kun d on hyvin suuri, kertalukujen kulmaero ΑΘ <C Θ ja samalla niiden väli Fourier-tasossa on pieni eli u0 Wp- Silloin Fourier-tason intensiteettijakauma ei juuri muutu. Kun d pienenee, levenee Fourier-tason jakauma ensin ja lopulta hajoaa toisistaan erottuviin kertalukuihin kun wf > uq. Sopivalla periodin d (tai oikeammin suhteen wo/d) valin-nalla saadaan kuitenkin optimitilanne, jossa jakauma on lähes tasaintensiteettinen. Optimi on d « 1 mm piirustuksessa 5a ja d « 0.5 mm piirustuksessa 5b, eli koherenssiasteen . pienentäminen pienentää myös optimiperiodia koska se kasvattaa säteen leveyttä wF havain-• · totasossa. On syytä huomata, että säteen kokonaisenergia on kaikissa tapauksissa sama: > ·' periodin d pienentäminen leventää sädettä pienentäen samalla sen huippuintensiteettiä.

Periodi d on tärkein säteen muotoon vaikuttamisen väline (myös diffraktiokertaluku-jen kertalukujen määrä M vaikuttaa asiaan, mutta vähemmän). Periodin optimointi on • edullista tehdä erikseen x- ja y-suunnissa aina silloin, kun alkuperäinen säde on anisotroop-pinen, eli lähteen intensiteettijakauma on elliptinen. Piirustus 5 kuvaa tilannetta tässä ' 7 114174 tapauksessa, tarkasteltuna säteen etenemissuuntaa vastaan kohtisuorassa tasossa. Lähteen Fourier-muunnos on anisotrooppisuudesta johtuen myös elliptinen, mutta se saadaan ympyräsymmetriseksi valitsemalla x- ja y-suuntaiset periodit eri suuruisiksi. Tarvittaessa, mikäli diffraktiokertaluvut pyrkivät jommassa kummassa suunnassa erottumaan toisistaan, voidaan x- ja y-akseleille valita myös eri suuri määrä kertalukuja.

Kuten piirustuksen 6 simulaatioissa on kuvattu, Gaussisen säteen tasaintensiteetti muuttava diffraktiivinen elementti tuottaa joukon eri kertalukuihin eteneviä säteitä. Näiden välinen kulma on valittu merkittäväksi osaksi yksittäisen säteen divergenssikulmasta Θ, muttei kuitenkaan niin suureksi että kertaluvut erottuisivat toisistaan. Osittaisen koherenssin aste a määrää sen, miten suhde ΑΘ/Θ kannattaa valita, ja valinta tulee suorittaa kulloinkin numeerisiin simulaatioihin perustuen eli etsimällä sopiva kompromissi säteen tasaisuuden ja diffraktiivisen elementin rakenteen monimutkaisuuden välillä. Samalla periaatteella voidaan tuottaa mm. reunoilta korostuneita tai muita intensiteettijakaumia, kunhan vain eri kertalukujen hyötysuhteet ηη valitaan sopivasti. Havainnollisuuden vuoksi on yllä tarkasteltu kaksidimensioimista valon etenemisgeometriaa, mutta periaate yleistyy suoraan kolmidi-mensioiseen geometriaan, jossa tasaintensiteettinen tai muu haluttu intensiteettijakauma voidaan määritellä havaintotasossa tietyn ääriviivan sisälle.

Piirustukset 7 ja 8 esittävät esimerkinomaisesti eräitä muita keksinnön edullisia suoritusmuotoja ja sovelluksia.

Piirustus 7 kuvaa kvalitatiivisesti intensiteettijakaumaltaan epäideaalisen, voimakkaita vaihteluita sisältävän lasersäteen homogenisointia. Kun osittain koherentti säde jaetaan useaan hieman eri suuntaan etenevään osaan siten, ettei sen intensiteettijakauma mainittavasti levene, syntyvät komponettisäteet interferoivat vain osittain. Näin intensiteettivaihtelut keskiarvoistuvat ja superpositiona saatava säde on homogeenisempi kuin alkuperäinen säde. Menetelmä soveltuu esimerkiksi excimer-lasersäteen pulssien intensiteetti vaihteluiden • * *. · tasaamiseen ja myös eri pulssien välisten muotoerojen tasoittamiseen. Samoin se sovel- tuu monimoodisten puolijohdelasereiden säteen homogenisointiin (piirustuksessa 6 esitetty • · ,···. tapaus).

t >!! § Piirustus 8 kuvaa tilannetta, jossa joukko diskreettejä, keskenään korreloimattomia va- ;;; lonlähteitä kuvataan linssin avulla havaintotasoon. Lähteet voivat olla joko lasereita tai • · ' = **' LEDejä. Jos kuvauslinssi on optisesti virheetön eikä se mainittavasti rajoita lähteiden kulmaspektriä, syntyy havaintotasoon lähderivin tai -matriisin kuva (801). Käytännössä ' · ” · saadaan jonkin verran leveämpi jakauma (802). Usein kuitenkin halutaan tällaisen enemmän * ' ; tai vähemmän diskreetin kuvan sijasta jatkuva intensiteettijakauma, esimerkiksi pyöreä ,/ tai neliönmuotoinen tasaisesti valaistu alue. Tämä tavoite voidaan saavuttaa keksinnön *,,, avulla: jokaisen lähteen kuva monistetaan x-ja y-suunnissa siirrettynä siten, että lähteiden * * **’·* kuvien välinen ‘tyhjä’ alue vähintään täyttyy. Eri lähteiden kuvat saavat myös osua osit-: tain päällekkäin, sillä lähderivin tai -matriisin eri elementtien keskinäinen korreloimatto- » » 8 114174 j muus eliminoi eri lähteiden välisen interferenssin ja tuloksena saadaan intensiteettijakaumien ; epäkoherentti summautuminen (803).

i i ! 9 114174

PIIRUSTUKSET

Piirustus 1: Prior art. Lasersäteen (101) intensiteetti)akauman muodon muokkaus asfäärisen linssin (102) avulla tasoon (103). (a) Ideaalinen tilanne: Gaussinen, täydellisesti linjattu säde (101) tuottaa tasaintensiseettisen jakauman linssin polttotasoon (103). (b) Käytännön tilanne: poikkeama oletetusta tulevan säteen intensiteettijakaumasta tai linjausvirhe (104) johtaa vääristyneeseen intensiteetti)akaumaan (105).

Piirustus 2: Gaussisen Schell-mallin säteen eteneminen vapaassa avaruudessa: w(z) on säteen l/e2-intensiteettileveys, σ{ζ) on sen koherenssileveys ja R(z) on sen kaarevuussäde.

Piirustus 3: Gaussisen Schell-mallin lähteen Fourier-muuntaminen ohuen linssin (301) avulla tasoon (302).

Piirustus 4: Gaussisen Schell-mallin säteen muodon muokkaus ohuen linssin (401) avulla ' tasoon (402) periodisen diffraktiivisen elementin (403) läpi.

Piirustus 5: Osittain koherenttien säteiden interferenssi piirustuksen 3 tyyppisessä geometriassa, jossa hila muodostaa kaksidimensioisen joukon kertalukuja (ellipsit), joiden keskipisteet kuvaavat eri diffraktiokertalukujen parikkataajuuksia. Yhdistyessään nämä keskenään osittain korreloivat kentät muodostavat lähes tasaintensiteettisen jakauman ympyrämäisen alueen sisälle.

Piirustus 6: Numeerisesti simuloitu intensiteetti)akauma piirustuksen 3 tasossa (302) jos diffraktiivinen elementti jakaa säteen yhdeksään yhtä kirkkaaseen osaan: (a) σ0 = w^/b ja , (b) σο = ruo/10. Käyrät 601 ja 605: d = 10 mm. Käyrät 602 ja 606: d = 1 mm. Käyrät 603 •;**t ja 607: d — 0.5 mm. Käyrät 604 ja 608: d = 0.25 mm.

I > I

• 1 1 : \j Piirustus 7: Monimoodisen puolijohdelaserin (701) säteen homogenisointi diffraktiivisella säteenjakajalla. (a) Säteen intensiteettijakauma (702) varjostimella (703) on epätasainen.

• 4 I

.1··. (b) Diffraktiivinen elementti (704) tuottaa joukon (tässä selvyyden vuoksi vain kolme) hie- .· · ·t man eri suuntiin eteneviä kertalukuja, joiden kaikkien intensiteettijakauma on muotoa (702), » · mutta osittain koherentti superpositio tuottaa homogenisoidun säteen (705).

Piirustus 8: Keskenään korreloimattomien valonlähteiden säteilykuvioiden yhdistäminen ; ': lähes tasaintensiteettiseksi kuvioksi lähteen kuvatasossa.

» ♦ 1 » 1 * » »

Claims (8)

10 114174

1. Menetelmä osittain koherentin valonsäteen 5 intensiteettijakauman muodon muokkaamiseksi joko kaukokentässä tai jollain äärellisellä etäisyydellä diffraktiivisen optisen elementin takana, tunnettu siitä, että elementin rakenne muodostetaan jaksolliseksi yhdessä tai kahdessa valonsäteen 10 etenemissuuntaa vastaan kohtisuorassa suunnassa.

2. Diffraktiivinen optinen elementti osittain koherentin valonsäteen intensiteettijakauman muodon muokkaamiseksi joko kaukokentässä tai jollain 15 äärellisellä etäisyydellä sen takana, tunnettu siitä, että elementin rakenne on jaksollinen yhdessä tai kahdessa valonsäteen etenemissuuntaa vastaan kohtisuorassa suunnassa.

3. Vaatimuksen 2 mukainen elementti, tunnettu siitä, että se soveltuu monimoodisen laserin, valoa emittoivan diodin tai optisen kuidun tuottaman *;· valonsäteen intensiteettijakauman muokkaukseen säteen • » » I etenemissuuntaa vastaan kohtisuorassa tasossa. : 25

4. Vaatimusten 2 ja 3 mukainen elementti, t * ,*··. tunnettu siitä, ettei sen siirtäminen valonsäteen !!! etenemissuuntaa vastaan kohtisuorassa suunnassa olennaisesti vaikuta muokattuun intensiteetti jakaumaan 30 edellyttäen, että säde kokonaisuudessaan osuu elementin alueelle.

5. Vaatimusten 2 ja 3 mukainen elementti, tunnettu siitä, että sillä voidaan keskiarvoistaa 35 monimoodisen lasersäteen intensiteettijakauman ,vaihteluita ja yhdenmukaistaa eri laserpulssien intensiteettijakaumia. 11417-

6. Vaatimusten 2 ja 3 mukainen elementti, tunnettu siitä, että sillä voidaan muokata monimoodilaserin, valoa emittoivan diodin tai monimoodikuidun säteilemän optisen kentän 5 intensiteettijakauma tasaintensiteettiseksi tai muuhun haluttuun muotoon tietyn ääriviivan sisällä säteen etenemissuuntaa vastaan kohtisuorassa tasossa, joka voi sijaita kaukokentässä tai äärellisellä etäisyydellä lähteestä, tai olla lähteen kuvataso. 10

7. Vaatimusten 2 ja 3 mukainen elementti, tunnettu siitä, että sillä voidaan muokata toisistaan riippumattomien lasereiden, valoa emittoivien diodien tai kuitujen muodostaman rivin tai matriisin j 15 säteilemän optisen kentän intensiteettijakauma tasaintensiteettiseksi tai muuhun haluttuun muotoon tietyn ääriviivan sisällä säteen etenemissuuntaa vastaan kohtisuorassa tasossa.

8. Vaatimusten 2 ja 3 mukainen elementti, tunnettu siitä, että sillä voidaan toteuttaa puolipallon muotoisen kohteen tasaintensiteettinen ;· valaisu monimoodilaserilla. 11417.: