26193-1 (707553), страница 4

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 4)

(5.4), где - оператор Френеля для преобразования поля на i^-м участке свободного пространства толщиной l_i.

Рассмотрим последовательно распостранение когерентной световой волны в оптической системе КОС, представленной на рис. 2.

Подставив (5.1) в (5.3), определим распределение светового поля во входной плоскости х₁у₁ перед транспарантом

, где (5.5).

Выражение (5.5) получено с использованием фильтрующего свойства дельта-функции и описывает расходящуюся сферическую волну в плоскости х₁у₁ перед входным транспарантом в параксиальном приближении. Исполь-зование фильтрирующего свойства -функции допустимо в силу прост-ранственной инвариантности рассматриваемой параксиальной области оптической системы. Такое допущение обычно всегда имеет место на прак-тике, поскольку для уменшения влияния аберраций оптической системы на качество фурье-образа, используют лишь ее центральную часть - парак-сиальную область.

Определив распределение поля за входным транспарантом c ис-пользованием (5.2), поле во входной плоскости фурье-объектива, согласно принципу Гюйгенса-Френеля, можно представить как

(5.6), где - постоянный фазовый коэфициент Френеля; S₁ -область интегрирования по аппертуре входного транспаранта.

Распределение поля в плоскости х₂у₂ за фурье-объективом, согласно (5.2) будет

(5.7), а подставив (5.6) в (5.7) с учетом (5.3), распределение поля в плоскости х₃у₃ анализа можно представить в виде :

(5.7),

где (5.8).

Поскольку переменные х₁, у₁ и х₂, у₂ интегрирования, в полученном выражении (5.7), являются величинами взаимонезависимыми, то их можно поменять местами, а (5.7) примет вид:

(5.9),

где (5.10), а - функция зрачка фурье-объектива, удовлетворяющая условиям (5.10) финитности в области .

Для анализа выражения (5.9), рассмотрим отдельно внутренний интег-рал, который описывает суперпозицию светового поля по входной аперту-ре фурье-объектива и группируя совместно одинаковые экспотенциаль-ные сомножители, упростим его. Формальное увеличение пределов интег-рирования по входной апертуре фурье-объектива до бесконечности возможно, поскольку размеры входного транспаранта всегда на мно-го меньше аппертуры фурье-объектива, а также чем требуется по усло-виям параксиальности Френеля и условию (5.10) финитности функции зрачка фурье-объектива. Поэтому дифракционное изображение сигнала в плоскости х₃у₃ анализа ограничено не апертурой фурье-объек-тива, а апертурой входного транспаранта. Это влияние уменшается, чем ближе расположен входной транспарант к фурье-объективу, т.е. чем меньше растояние , что обычно всегда выполняется на практике. Учитывая это можно записать в пределах области интегрирова-ния

(5.11).

Выражение (5.11) содержит два взаимонезависимых подобных интегра-ла и , каждый из которых может быть вычислен с использованием табличного интеграла вида :

(5.12). Применив (5.12) к (5.11), но предва-рительно обозначив через

, и (5.12), выражение (5.11) можно представить в виде :

(5.13).

Подставив (5.13) в (5.9) получим

(5.14).

Выражение (5.14) описывает пространственное распределение комп-лексных амплитуд светового поля в плоскости х₃у₃ спектрального анализа и содержит ряд взаимонезависимых квадратичных фазовых сомножителя, по-ле в плоскости х₃у₃ является фурье-образом поля в плоскости х₁у₁ за входным транспарантом с пространственными частотами и , равными , и (5.15)

Подинтегральный квадратичный сомножитель в выражении (5.14) для распределения поля в плоскости х₃у₃ анализа

(5.16), при

(5.17)

Решив уравнение (5.17) относительно определим

(5.18).

Полученное уравнение (5.18) представляет собой известное условие Гауса о фокусировке оптической системы, согласно

(5.19)

Таким образом, только при условии фокусировки оптической системы, представленной на рис.2, в ней осуществляется спектральное преобразо-вание Фурье, формируемое в плоскости х₃у₃, над сигналом , поме-щенным во входной плоскости х₁у₁. Однако, фурье-образ сигнала содержит квадратичную модуляцию фазы волны из-за наличия фазового сомно-жителя, стоящего перед интегралом в выражении (5.14). Наличие фазовой модуляции фурье-образа приводит к тому, что при регистрации его методами голографии в результирующей интерферограмме возникают дополнительные аберрации, значительно влияющие на его качество. Эта модуляция также имеет важное значение и не может быть опущена в случае дальнейших преобразований деталями оптической системы фурье-образа сигнала . Однако, квадратичная модуляция фазы фурье-образа может быть устранена при соответствующем выборе геометри-ческих параметров оптической системы, т.е.

(5.20) при (5.21).

Решив уравнение (5.21) относительно находим

(5.22) при =0, либо .

Таким образом, квадратическая фазовая модуляция фурье-образа устра-нима лишь в двух случаях:

• при размещении сигнального транспаранта в передней фокальной плоскости фурье-объектива, что полностью совпадает с полученными ранее результатами исследований, но лишь для КОС с плоской вол-ной во входной плоскости, т.е. при .

• при , т.е. плоскость х₃у₃ спектрального анализа должна совпа-дать с плоскостью х₂у₂ размещения фурье-объектива, что физически нереализуемо в оптической системе, согласно условию Гауса.

Учитывая (5.16) и (5.20) выражение (5.14) можно представить в виде:

(5.23),

откуда видно, что квадратичные фазовые искажения фурье-образа (5.14) сигнала устранимы не только при освещении входного транспаранта плос-кой, но и сферической волной при выполнении условий (5.18 ) и (5.22).

Выходной электрический сигнал ФИС представляет собой решение известной в оптике задачи о набегании светового пятна, распределение освещенности в котором описывается выражением:

, на узкую щеле-вую диафрагму вдоль координаты х₃. Наиболее общим методом решения подобных задач является вычисление интеграла свертки функции освещенности с функцией пропускания полевой диафрагмы ФИС, равной:

(5.24), где - ширина щели вдоль координаты х₃, - высота щели вдоль координаты у₃.

Распределение комплексных амплитуд световой волны в плос-

кости х₃у₃ анализа КОС описывается выражением (5.23) и является прост-ранственно-частотным фурье-образом входного сигнала т.е.

.

Из уравнений Максвелла для электромагнитной волны следует, что энергия преносимая волной, пропорциональна квадрату амплитуды напря-женности электромагнитного поля, т.е.

(5.25), где К - постоянный коэфициент, зависящий от свойств среды, где распостраняется электромагнитная волна [14, 23]. Поэтому пространственно-частотный энергетический спектр входного сигнала пропорционален распределению освещенности в плоскости спектрального анализа КОС, т.е.

(5.26), где ,

- взаимосвязь между пространственными х(у) и пространственно-частотными координатами в плоскости спектрального анализа КОС; комплексная постоянная, определяемая (5.8).

Тогда согласно [11, 12] выходной сигнал ФИС с безинерционным фотоприемником, воспринимающим весь световой поток, прошедший через полевую диафрагму, можно определить как

(5.27), где - интегральная чувствитель-ность фотоприемника; - положение центра полевой диафрагмы в фиксированный момент времени при измерении сечения спектра вдоль координаты .

Так как в общем виде интеграл свертки (5.27) вычисляется аналитически лишь для простых элементарных функций, то при вычислении свертки сложных монотонно-гладких функций, значительно отличающихся по шири-не, допускают аппроксимацию результата более широкой функцией, что обеспечивает погрешность не более 6-10% в пределах более широкой функции [10, 17, 18].

Поэтому для повышения точности измерения спектра и упрощения вычисления интеграла (5.27), ширина полевой диафрагмы выбрана равной 20 мкм, что в десятки раз меньше ширины максиумов функции .

Применительно к рассматриваемому случаю выражение (5.27) с учетом (2.16) и (5.24) может быть представлено в виде

(5.28).

Полученное выражение (5.28) описывает форму электрического сигнала на выходе ФИС при сканировании энергетического спектра пространствен-ной структуры ЛЗ узкой щелевой диафрагмой. Из (5.28) видно, что форма выходного сигнала ФИС повторяет форму спектра с точностью до коэфи-циента пропорциональности, зависящего от размеров полевой диафрагмы ФИС и коэфициента - масштаба КОС. Поэтому, измеряя амплитудно-временные параметры выходного электрического сигнала ФИС соответст-вующей аппаратурой, можно реализовать амплитудный метод контроля величины среднего квадратического отклонения ширины щелей в прост-ранственной структурк ЛЗ.

При амплитудном методе контроля с помощью КОС величины среднего квадратического отклонения ширины щелей в пространственной струк-туре ЛЗ необходимо на выходе ФИС измерять величину амплитуд отдельных максимумов ее энергетического спектра на частотых . Тогда, подставив в (5.28) с учетом, что и выполнив ряд алгеб-раических преобразований можно показать, что амплитула ^-го максимума спектра, измеряемого на выходе ФИС, будет равна

(5.29), а использовав тож-дество (653.4) из [20], амплитуду ^-го максимума спектра представим в виде

(5.30).

Характеристики

Список файлов реферата