基于光学涡旋本征态操控的矢量光场产生研究
发布时间：2022-01-08 11:14
光场调控是光学领域重要的研究课题。在空域上,主要涉及相位和振幅的常规调控手段已经得到了深入的研究发展,而光场的偏振调控正成为当前研究热点之一。偏振作为光的內禀特性,在光学科学和光学工程的各个领域中起着重要的作用。与空间均匀偏振态的标量光束不同,偏振和空间模式具有不可分离性的矢量光束由于其独特的偏振特性而受到人们的广泛关注,并广泛应用于紧聚焦、光学捕获和操纵、超分辨技术、光学计量学和激光材料加工等领域。此外,矢量光束在光通信和量子信息中也有潜在的应用前景。通过利用光子的自旋和轨道角动量两个自由度,矢量光束可用于密集编码、量子密钥分发（QKD）、量子隐形传输、纠缠交换和多自由度量子存储器。矢量光场作为实现相位和偏振调控的典型代表,其广泛的应用前景进一步促进了矢量光场的描述方式和产生方法的发展。一些特殊的拓扑几何体相继被提出以更加直观具体地描述矢量光场的偏振和相位的演变,如高阶庞加莱球（HOP）、杂化庞加莱球（Hy PS）等。在产生方式上,一些特定的光学元件可用于直接产生特定的矢量光束,如亚波长介质光栅、q板、数字微透镜、等离激元超表面等。此外,光学涡旋本征态在干涉仪中的操控为矢量光束的生成...
【文章来源】：山东师范大学山东省
【文章页数】：66 页
【学位级别】：硕士
【部分图文】：
椭圆偏振波的电矢量振动椭圆示意图
山东师范大学硕士学位论文8的单位球，因此它在表示光场强度上具有局限性，如图1.2所示。图1.2庞加莱球示意图以及偏振态在庞加莱球上的表示。在庞加莱球上，球面上的所有点均代表完全偏振光，球内部的点代表部分偏振光，球心的点代表自然光。在这里我们仅对球面上所代表的完全偏振光进行讨论。在庞加莱球中，以球心为原点建立笛卡尔坐标系，结合(1-17)和(1-19)式，我们可以得到这三个斯托克斯参数和笛卡尔坐标轴的对应关系。庞加莱球面上任一点P都可以用(2ψ，2χ)表示，ψ和χ分别代表偏振椭圆的长轴取向角和椭偏率角度，这里的角度定义与前面偏振椭圆表示法中的角度具有相同的物理含义。从图1.2中可以看出，庞加莱球的北极点纬度为2χ=π/2，χ=π/4对应的椭偏率tanχ=1，代表右旋圆偏振光；南极点2χ=-π/2，χ=-π/4对应的椭偏率-1，代表左旋圆偏振光；在赤道上有χ=0，对应着线偏振光，其偏振方向由经度2χ决定。通过简单的计算，可以将庞加莱球上的点所描述的任一偏振态用一组正交基矢的线性叠加来表示：(22)=cos()exp()sin()exp()44LRPjj,+e++e(1-21)上式中正交基矢eL和eR分别代表左右旋圆偏振态，满足<eL|eR>=0。结合图1.2带入相应的角度可以验证该式的正确性。式中的两个三角函数的平方和为1，说明该式是归一化的，余弦和正弦函数分别代表左右旋圆偏振态的权重系数，指数函数则代表这两个正交基矢的相对相位。通过选择不同的本征基矢，庞加莱球上任一点所代表的偏振态可以表现为不同的形式，除选择左右旋圆偏振作为正交基矢外，比较常见正交基矢还有水平和竖直线偏振光，通过将(1-7)和(1-8)式与(1-21)式相结合，可以得到以下的表现形式：1(22)=[cos()exp()sin()exp()]2441[cos()exp()sin()exp()]244HVP
山东师范大学硕士学位论文10粒子捕获与微操控，其归一化的复振幅分布可以表示为：220,22222()=expL()()()()exp++(2++1)()exp()2R()lllplppωrrrur,,zCωzωzωzωzkkzriplzilz(1-25)其中，Clp为常数，ω=[2(z2+zR2)/kzR]1/2zR为传播距离z处的光束半径，zR是瑞利长度，Llp为拉盖尔多项式，Φ(z)=arctan(λz/πω2)，l和p分别表示径向模式阶数和方位角模式阶数，l的值与该种涡旋光束的拓扑荷数相等。图1.3给出了当p=0且l的值分别为-1、+2和+3时拉盖尔高斯光束的相位和光强示意图。第一列为不同拓扑荷等相位波前示意图，第二列为LG光束横截面的相位分布，第三列为相对应的光强图。图1.3拓扑荷数分别为-1,2,3的涡旋光束的等相位面、相位分布和光强示意图同样，贝塞尔函数也可以表征光学涡旋。在理想情况下，贝塞尔函数在柱坐标系中的表达式可以写为()=()exp()exp()Jlur,,zJrikzil(1-26)其中Jl表示第一类l阶贝塞尔函数，此类光束具有无衍射特征。高阶贝塞尔光束可以由拉盖尔高斯光束转化而来，利用某一模式的拉盖尔高斯光束正入射轴锥镜便可得到相应阶数的贝塞尔光束[4]。涡旋光束的生成方法可以分为被动生成和主动生成两大类。其中，被动生成方式通常是通过调控动态相位或几何相位将基模高斯光束或平面光转化为涡旋光束，中间借助一些光学元件，比如空间光调制器[5](SLM)、螺旋相位板[6]、超表面[7]等；主动生成方式包括自由空间或光纤涡旋激光器[8]和纳米集成OAM发生器等。下面简单介绍两种常见的涡旋光束的生成方式。
【参考文献】：
期刊论文
[1]Highly efficient generation of arbitrary vector beams with tunable polarization,phase, and amplitude[J]. SHENG LIU,SHUXIA QI,YI ZHANG,PENG LI,DONGJING WU,LEI HAN,JIANLIN ZHAO. Photonics Research. 2018(04)
本文编号：3576455
【文章来源】：山东师范大学山东省
【文章页数】：66 页
【学位级别】：硕士
【部分图文】：
椭圆偏振波的电矢量振动椭圆示意图
山东师范大学硕士学位论文8的单位球，因此它在表示光场强度上具有局限性，如图1.2所示。图1.2庞加莱球示意图以及偏振态在庞加莱球上的表示。在庞加莱球上，球面上的所有点均代表完全偏振光，球内部的点代表部分偏振光，球心的点代表自然光。在这里我们仅对球面上所代表的完全偏振光进行讨论。在庞加莱球中，以球心为原点建立笛卡尔坐标系，结合(1-17)和(1-19)式，我们可以得到这三个斯托克斯参数和笛卡尔坐标轴的对应关系。庞加莱球面上任一点P都可以用(2ψ，2χ)表示，ψ和χ分别代表偏振椭圆的长轴取向角和椭偏率角度，这里的角度定义与前面偏振椭圆表示法中的角度具有相同的物理含义。从图1.2中可以看出，庞加莱球的北极点纬度为2χ=π/2，χ=π/4对应的椭偏率tanχ=1，代表右旋圆偏振光；南极点2χ=-π/2，χ=-π/4对应的椭偏率-1，代表左旋圆偏振光；在赤道上有χ=0，对应着线偏振光，其偏振方向由经度2χ决定。通过简单的计算，可以将庞加莱球上的点所描述的任一偏振态用一组正交基矢的线性叠加来表示：(22)=cos()exp()sin()exp()44LRPjj,+e++e(1-21)上式中正交基矢eL和eR分别代表左右旋圆偏振态，满足<eL|eR>=0。结合图1.2带入相应的角度可以验证该式的正确性。式中的两个三角函数的平方和为1，说明该式是归一化的，余弦和正弦函数分别代表左右旋圆偏振态的权重系数，指数函数则代表这两个正交基矢的相对相位。通过选择不同的本征基矢，庞加莱球上任一点所代表的偏振态可以表现为不同的形式，除选择左右旋圆偏振作为正交基矢外，比较常见正交基矢还有水平和竖直线偏振光，通过将(1-7)和(1-8)式与(1-21)式相结合，可以得到以下的表现形式：1(22)=[cos()exp()sin()exp()]2441[cos()exp()sin()exp()]244HVP
山东师范大学硕士学位论文10粒子捕获与微操控，其归一化的复振幅分布可以表示为：220,22222()=expL()()()()exp++(2++1)()exp()2R()lllplppωrrrur,,zCωzωzωzωzkkzriplzilz(1-25)其中，Clp为常数，ω=[2(z2+zR2)/kzR]1/2zR为传播距离z处的光束半径，zR是瑞利长度，Llp为拉盖尔多项式，Φ(z)=arctan(λz/πω2)，l和p分别表示径向模式阶数和方位角模式阶数，l的值与该种涡旋光束的拓扑荷数相等。图1.3给出了当p=0且l的值分别为-1、+2和+3时拉盖尔高斯光束的相位和光强示意图。第一列为不同拓扑荷等相位波前示意图，第二列为LG光束横截面的相位分布，第三列为相对应的光强图。图1.3拓扑荷数分别为-1,2,3的涡旋光束的等相位面、相位分布和光强示意图同样，贝塞尔函数也可以表征光学涡旋。在理想情况下，贝塞尔函数在柱坐标系中的表达式可以写为()=()exp()exp()Jlur,,zJrikzil(1-26)其中Jl表示第一类l阶贝塞尔函数，此类光束具有无衍射特征。高阶贝塞尔光束可以由拉盖尔高斯光束转化而来，利用某一模式的拉盖尔高斯光束正入射轴锥镜便可得到相应阶数的贝塞尔光束[4]。涡旋光束的生成方法可以分为被动生成和主动生成两大类。其中，被动生成方式通常是通过调控动态相位或几何相位将基模高斯光束或平面光转化为涡旋光束，中间借助一些光学元件，比如空间光调制器[5](SLM)、螺旋相位板[6]、超表面[7]等；主动生成方式包括自由空间或光纤涡旋激光器[8]和纳米集成OAM发生器等。下面简单介绍两种常见的涡旋光束的生成方式。
【参考文献】：
期刊论文
[1]Highly efficient generation of arbitrary vector beams with tunable polarization,phase, and amplitude[J]. SHENG LIU,SHUXIA QI,YI ZHANG,PENG LI,DONGJING WU,LEI HAN,JIANLIN ZHAO. Photonics Research. 2018(04)
本文编号：3576455
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