一种宽场、消色差横向剪切双折射分束器

摘要

本发明公开了一种宽场、消色差横向剪切双折射分束器，该分束器由六块单轴晶体平板沿入射光传播方向依次拼接组成，前置两块厚度相等的平板由YVO

说明书

【技术领域】

本发明属于晶体光学器件领域，涉及一种分束器，具体涉及一种宽场、消色 差横向剪切双折射分束器。

【背景技术】

目前，已报道的大多数基于双折射晶体的横向剪切分束器，一般都采用两块 光轴分别位于xz平面、yz平面，且与xz轴正向、yz轴正向成45°夹角的单轴晶 体平板粘贴组成，此种分束器在入射角较大的时候，会出现条纹弯曲，获取直条 纹的视场被限制在很小的入射角之内，这会抑制系统的光通量；由于双折射晶体 自身存在的色散，光程差在波数维会出现非均匀采样，使得光谱与干涉图之间不 再满足傅里叶变换关系，通过傅里叶变换复原的光谱就会出现不同程度的失真， 造成光谱畸变；并且横向剪切量也随波长变化，使获取的图像变得模糊。

【发明内容】

本发明的目的在于克服上述现有技术的缺点，提供一种宽场、消色差横向剪 切双折射分束器。该分束器采用两块由YVO₄制作的厚度相等、光轴分别位于xz 与yz平面且与均z轴垂直的晶体平板对(第一单轴晶体平板和第二单轴晶体平 板)，与两块分别由α-BBO制作(第三单轴晶体平板和第四单轴晶体平板)和两 块由YVO₄制作(第五单轴晶体平板和第六单轴晶体平板)的Savart偏光镜粘贴 组成。晶体平板对用于扩展获取直条纹的视场，两块Savart偏光镜用于抑制光程 差与剪切量的色散效应。该分束器克服了传统双折射分束器视场小、图像模糊与 光程差非均匀采样的缺点，可以在宽场(大入射角)情况下获得直干涉条纹，复 原光谱精度高，且产生的剪切量与光程差不随波长变化。

为达到上述目的，本发明采用以下技术方案予以实现：

一种宽场、消色差横向剪切双折射分束器，包括沿入射光传播方向依次排列 组成的第一单轴晶体平板、第二单轴晶体平板、第三单轴晶体平板、第四单轴晶 体平板、第五单轴晶体平板以及第六单轴晶体平板；第一单轴晶体平板和第二单 轴晶体平板由YVO₄制成，厚度均为t₁；第三单轴晶体平板、第四单轴晶体平板 由α-BBO制成，厚度均为t₂；第五单轴晶体平板和第六单轴晶体平板由YVO₄制成，厚度均为t₃；其中，t₁、t₂、t₃同时满足如下两式：

$\frac{t_2}{t_3}=\left|\frac{\frac{d\left[{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_3\right]}{d\lambda }\left({\lambda }_0\right)}{\frac{d\left[{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_2\right]}{d\lambda }\left({\lambda }_0\right)}\right|$

$i_{max}=\arcsin \sqrt{\left|\frac{\frac{{\lambda }_{min}}{2}}{\{\frac{t_2}{\sqrt{2}}{\left[\frac{n_o}{n_e}\frac{(n_o^2-n_e^2)}{{(n_o^2+n_e^2)}^{3/2}}\right]}_2+\frac{t_3}{\sqrt{2}}{\left[\frac{n_o}{n_e}\frac{(n_o^2-n_e^2)}{{(n_o^2+n_e^2)}^{3/2}}\right]}_3+t_1{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{2n_e{n}_o^2}\right)}_1\}}\right|}$

式中n_o、n_e分别为单轴晶体的主折射率，λ_min为探测波段的起始波长，λ₀为 探测波段的中心波长，i_max为最大入射角。

以主光轴为z轴，构建满足右手定则的xyz直角坐标系，第一单轴晶体平板、 第三单轴晶体平板、第五单轴晶体平板的光轴在xz平面内，第一单轴晶体平板 光轴与x轴平行，第三单轴晶体平板与第五单轴晶体平板的光轴均与xz轴正向 或负向成45°夹角；第二单轴晶体平板、第四单轴晶体平板、第六单轴晶体平板 的光轴在yz平面内，第二单轴晶体平板的光轴平行于y轴，第四单轴晶体平板 与第六单轴晶体平板的光轴均与yz轴正向或负向成45°夹角。

与现有技术相比，本发明具有以下有益效果：

本发明涉及的分束器可作为干涉仪与干涉型成像光谱仪的分光器件，它将入 射的一束光线分为两束，这两束光在通过本分束器后相遇发生干涉，产生干涉图。 根据傅里叶变换光谱学原理，通过对干涉图做傅里叶变换即可获得目标的光谱信 息；由于获取直干涉条纹的视场角有所增大，因此具有高通量的优点；光程差与 剪切量的色散得到抑制，因此可以获得相对精确的复原光谱与高质量的目标图 像。本发明宽场消色差的双折射分束器与相同尺寸的传统横向剪切的双折射分束 器(Savart偏光镜)比较，获取直条纹的视场有明显的扩展，光程差与剪切量的色 散同时得到了有效的抑制。本发明可以在入射角较大的时候获得直条纹，并且可 以同时使得光程差与剪切量不随波长变化，基于其研制的成像光谱系统，可以在 大视场条件下获得精确的复原光谱。

【附图说明】

图1为本发明的结构原理图；

图2为最大视场角随t₁的变化曲线；

图3(a)为传统Savart偏光镜的视场干涉图；

图3(b)为本发明的视场干涉图；

图4为Δd随波长的变化曲线；

图5为本发明的光程差随波长与入射角的变化曲面。

【具体实施方式】

下面结合附图对本发明做进一步详细描述：

参见图1，本发明采用YVO₄/α-BBO/YVO₄的三明治结构，包括沿入射光传 播方向依次排列组成的第一单轴晶体平板1、第二单轴晶体平板2、第三单轴晶 体平板3、第四单轴晶体平板4、第五单轴晶体平板5以及第六单轴晶体平板6。 第一单轴晶体平板1和第二单轴晶体平板2由YVO₄制成，厚度均为t₁；第三单 轴晶体平板3、第四单轴晶体平板4由α-BBO制成，厚度均为t₂；第五单轴晶体 平板5和第六单轴晶体平板6由YVO₄制成，厚度均为t₃。构建xyz直角坐标系 (满足右手定则)，设主光轴为z轴。第一单轴晶体平板1、第三单轴晶体平板3、 第五单轴晶体平板5的光轴在xz平面内，第一单轴晶体平板1光轴与x轴平行， 第三单轴晶体平板3与第五单轴晶体平板5的光轴均与xz轴正向(或负向)成45° 夹角；第二单轴晶体平板2、第四单轴晶体平板4、第六单轴晶体平板6的光轴 在yz平面内，第二单轴晶体平板2的光轴平行于y轴，第四单轴晶体平板4与 第六单轴晶体平板6的光轴均与yz轴正向(或负向)成45°夹角。

本发明的原理：

本发明所涉及的分束器将入射的一束光线分为两束，这两束光之间的光程差 为

Δ_t＝A(cosω+sinω)sini+B(cos²ω-sin²ω)sin²i(1)

其中，

$A=[t_2{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_2+t_3{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_3]---(1-1)$

$B=t_1{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{2n_e{n}_o^2}\right)}_1+\frac{t_2}{\sqrt{2}}{\left[\frac{n_o}{n_e}\frac{\left(n_o^2-n_e^2\right)}{{\left(n_o^2-n_e^2\right)}^{3/2}}\right]}_2+\frac{t_3}{\sqrt{2}}{\left[\frac{n_o}{n_e}\frac{\left(n_o^2-n_e^2\right)}{{\left(n_o^2+n_e^2\right)}^{3/2}}\right]}_3---\left(1-2\right)$

剪切量为：

$d_t=\sqrt{2}[t_2{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_2+t_3{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_3]---\left(2\right)$

剪切量色散程度用下式描述：

$\Delta d\left(\lambda \right)=\frac{d\left(\lambda \right)-d\left({\lambda }_0\right)}{d\left({\lambda }_0\right)}---\left(3\right)$

上式中ω为第一单轴晶体平板1主截面与入射面的夹角，一般情况下取 ω＝0°；i为入射角，n_o为单轴晶体的正常折射率，n_e为单轴晶体的反常折射率，λ₀为应用波段的中心波长。

由于α-BBO与YVO₄属于异性晶体材料，与对波片消色差的原理类似，即当 t₁、t₂满足如下关系时可以实现剪切量在中心波长附近消色差的效果：

$\frac{t_2}{t_3}=\left|\frac{\frac{d\left[{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_3\right]}{d\lambda }\left({\lambda }_0\right)}{\frac{d\left[{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{n_o^2+n_e^2}\right)}_2\right]}{d\lambda }\left({\lambda }_0\right)}\right|---\left(4\right)$

获取直条纹的最大视场角可由准零程差条件确定：

$\frac{t}{\sqrt{2}}\frac{n_o}{n_e}\frac{({n_o}^2-{n_e}^2)}{{({n_o}^2+{n_e}^2)}^{3/2}}{\sin }^{2}i\le \frac{{\lambda }_{min}}{2}---\left(5\right)$

上式中λ_min为探测波段的起始波长。

可以得到：

$i_{max}=\arcsin \sqrt{\left|\frac{\frac{{\lambda }_{min}}{2}}{\{\frac{t_2}{\sqrt{2}}{\left[\frac{n_o}{n_e}\frac{(n_o^2-n_e^2)}{{(n_o^2+n_e^2)}^{3/2}}\right]}_2+\frac{t_3}{\sqrt{2}}{\left[\frac{n_o}{n_e}\frac{(n_o^2-n_e^2)}{{(n_o^2+n_e^2)}^{3/2}}\right]}_3+t_1{\left(\frac{n_o^2-n_e^2}{2n_e{n}_o^2}\right)}_1\}}\right|}---\left(6\right)$

i_max为获取直条纹的最大视场角。

由以上分析可知，在t₂、t₃确定以后，最大视场角随t₁的增加而增加，在最 大视场角以内，光程差可以表示为：