基于瑞利-索末菲矢量衍射理論和振幅透過(guò)率函數(shù),研究了軸錐鏡的柱矢量光束聚焦特性。研究結(jié)果表明,徑向偏振光的矢量聚焦場(chǎng)由徑向分量及軸向分量構(gòu)成,而角向偏振光的矢量聚焦場(chǎng)僅由角向分量構(gòu)成,同時(shí)聚焦場(chǎng)焦深隨束腰半徑的增大而增加。相較理想情況,錐頂為雙曲線時(shí),焦深幾乎不變,但光強(qiáng)因干涉效應(yīng)發(fā)生振蕩,其依賴(lài)于入射光的束腰半徑,當(dāng)徑向偏振光束腰半徑達(dá)到4 mm,角向偏振光束腰半徑達(dá)到3.5 mm時(shí),振蕩現(xiàn)象消失。研究結(jié)果為軸錐鏡的實(shí)際應(yīng)用,以及進(jìn)一步完善柱矢量光束聚焦場(chǎng)理論提供了參考。 

【文章來(lái)源】：中國(guó)激光. 2020,47(04)北大核心EICSCD

【文章頁(yè)數(shù)】：11 頁(yè)

【部分圖文】：

不同束腰半徑的徑向偏振光經(jīng)理想軸錐鏡及雙曲線頂點(diǎn)軸錐鏡聚焦后的光強(qiáng)分布。

E x (ρ,β,z)= -kzcosβ r 2 exp(jkr) ∫ 0 R ρ 0 2 ω exp(ξ)J 1 ( kρρ 0 r )dρ 0 , ??? (6) E y (ρ,β,z)= -kzsinβ r 2 exp(jkr) ∫ 0 R ρ 0 2 ω exp(ξ)J 1 ( kρρ 0 r )dρ 0 , ??? (7) E z (ρ,z)= -ik r 2 exp(jkr) ∫ 0 R ρ 0 2 ω exp(ξ)[ ρ 0 J 0 ( kρρ 0 r )+iρJ 1 ( kρρ 0 r ) ]dρ 0 。 ??? (8)電場(chǎng)矢量的笛卡爾分量可以轉(zhuǎn)換成徑向分量和軸向分量,(8)式即為電場(chǎng)矢量的軸向分量,電場(chǎng)矢量的徑向分量為

很明顯,聚焦場(chǎng)總的電場(chǎng)為徑向分量和軸向分量的矢量和,其中徑向分量上的光強(qiáng)為中空結(jié)構(gòu),光強(qiáng)呈環(huán)形分布,光軸上的光強(qiáng)為零,軸向分量光軸上的光強(qiáng)最大,同時(shí)相較于最大光強(qiáng),中心光斑周?chē)h(huán)的光強(qiáng)較小,聚焦場(chǎng)總光強(qiáng)為兩分量光強(qiáng)之和。圖1為電場(chǎng)矢量的徑向分量及角向分量的光強(qiáng)等高線圖,圖1(a)為徑向分量的光強(qiáng)等高線,圖1(b)為軸向分量的光強(qiáng)等高線,等高線上的數(shù)值為光強(qiáng)大小,模擬參數(shù)取ω=5 mm,n=1.5,γ=1°,λ=632.8 mm, R=10 mm。由圖1(b)可知,軸向分量的光強(qiáng)最大值為0.03,與徑向分量光強(qiáng)相差甚遠(yuǎn),很明顯徑向分量占據(jù)了主導(dǎo)地位,這也就意味著總光強(qiáng)主要由徑向分量決定,圖中插圖為500 mm處的光強(qiáng)分布。圖2為徑向偏振光經(jīng)理想軸錐鏡聚焦后的光強(qiáng)分布,圖2(a)為ρ-z平面內(nèi)的光強(qiáng)分布圖,圖2(b)和2(c)為不同傳輸距離處的縱截面光強(qiáng)分布。由圖2(b)可看出,在z處于100～900 mm的范圍內(nèi)時(shí):截面光強(qiáng)的徑向分布可以用第一類(lèi)一階貝塞爾函數(shù)表示,軸向光強(qiáng)為零,存在相位奇點(diǎn),形成了一種空心光束;同時(shí)在不同的傳輸距離處,光強(qiáng)分布曲線幾乎完全重合,光束截面光斑條紋呈現(xiàn)均勻分布,光束既沒(méi)有發(fā)散也無(wú)收斂現(xiàn)象,表現(xiàn)出典型的“無(wú)衍射”特征,即不具備無(wú)衍射特性的徑向偏振光經(jīng)理想軸錐鏡聚焦后生成了無(wú)衍射光束,無(wú)衍射光束的傳輸區(qū)域?yàn)闊o(wú)衍射區(qū)域。由圖2(c)可看出無(wú)衍射光束隨著傳輸距離的增加而發(fā)生發(fā)散現(xiàn)象,無(wú)衍射特征消失。

【參考文獻(xiàn)】：
期刊論文
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