Façonner l’Amplitude et la Phase des rayons Laser à l’aide d’un modulateur de lumière Spatial Phase uniquement

Presque toutes les applications de laser sont en relation étroite avec la direction du front d’onde optique de la lumière. Dans l’approximation paraxiale, le domaine complexe associé au rayonnement laser peut être décrite par deux termes, l’amplitude et la phase. Ayant autorité sur ces deux termes est nécessaire pour modifier le temporel et la structure spatiale des rayons laser à volonté. En général, l’amplitude et la phase d’un faisceau laser peuvent être correctement modifiés par plusieurs méthodes, y compris l’utilisation de composants optiques qui vont de lentilles simples en vrac, les séparateurs de faisceau et les miroirs vers des appareils plus complexes comme les miroirs déformables ou lumière spatiale modulateurs. Nous démontrons ici un procédé de codage et de reconstituer le domaine complexe des faisceaux cohérents, qui repose sur l’hologramme biphasé théorie¹et l’utilisation d’un interféromètre de cheminement commun.

De nos jours, il existe une grande variété de méthodes pour coder les domaines complexes de laser poutres^2,3,4,5. Dans ce contexte, certaines méthodes bien établies pour produire la modulation d’amplitude et de phase s’appuient sur l’utilisation des hologrammes numériques⁶. Un point commun à toutes ces méthodes est la nécessité de générer un décalage spatial pour séparer le faisceau de sortie souhaité de l’ordre zéro venant de la réflexion de la lumière à l’affichage SLM. Ces méthodes sont fondamentalement hors-axe (habituellement une demande de la première commande de diffraction de la grille), utilisant le réseau de phase non seulement d’encoder la phase, mais aussi d’introduire la modulation d’amplitude nécessaire. En particulier, la modulation d’amplitude est effectuée par spatialement abaisser la hauteur de la grille, qui dégrade clairement l’efficacité de diffraction. Le processus de reconstruction de hologramme obtient principalement une reconstitution approximative, mais pas exacte, de l’amplitude et la phase du champ complex désiré. Écarts entre la théorie et l’expérience semblent apparaître à partir d’un codage inexacte de l’information d’amplitude ainsi que d’autres questions expérimentales qui surviennent pendant le filtrage spatial de premier ordre de diffraction ou en raison des effets de pixellisation SLM. En outre, le profil d’intensité du faisceau d’entrée peut introduire des restrictions à la puissance de sortie.

En revanche, avec la méthode introduite⁷, tous les gestion de la lumière est effectuée dans l’axe, ce qui est très pratique du point de vue expérimental. En outre, il profite de considérer, dans l’approximation paraxiale, le champ complex associé de faisceaux laser comme une somme de deux ondes uniformes. Les informations d’amplitude sont synthétisée par l’interférence de ces vagues uniformes. Dans la pratique, cette ingérence est effectuée par un filtrage spatial des fréquences de la lumière sur le plan de la transformée de Fourier d’un système d’imagerie donné. Auparavant, les patrons de phase associés les vagues uniformes sont spatialement multiplexés et encodés dans une seule phase SLM (placé sur le plan de l’entrée de ce système d’imagerie). Par conséquent, la configuration de l’ensemble optique peut être considérée comme un interféromètre commun-chemin (très robuste contre les vibrations mécaniques, les changements de température ou distorsions optiques). Veuillez noter que le processus d’interférence susmentionné est par ailleurs possible l’aide des autres dispositions optiques : avec un couple de MSL phase seule correctement placé dans un interféromètre typique de deux bras ou lors de l’encodage dans l’ordre les deux phases patrons dans le MLS (précédente introduction d’un miroir de renvoi dans la configuration optique). Dans les deux cas, il n’y a aucune nécessité de filtrage spatial et par conséquent sans perte de résolution spatiale, au détriment de l’accroissement de la complexité du système optique, ainsi que le processus d’alignement. Ici, il convient également de souligner que grâce à cette méthode de codage, l’éventail complet du champ complex désiré peut être récupérée exactement sur le plan de Fourier, après filtrage de tous les ordres de diffraction mais le zéro un.

En revanche, l’efficacité de la méthode dépend de plusieurs facteurs : les spécifications du fabricant de la SLM (p. ex., fill factor, réflectivité ou diffraction efficacité), la taille du modèle codé et la façon à laquelle la lumière empiète sur le SLM (réflexion avec un petit angle de frappe, ou l’incidence normale à l’aide d’un séparateur de faisceau). À ce stade, dans de bonnes conditions expérimentales, l’efficacité lumineuse totale mesurée peut être plus de 30 %. Toutefois, Notez que l’efficacité lumineuse juste en raison de l’utilisation de la SLM pouvant être inférieure à 50 %. L’absence de hasard ou d’éléments de diffuseur dans l’optique installation permet la récupération des modèles de phase et d’amplitude sans bruit cohérent (moucheté). D’autres aspects importants à souligner sont l’utilisation d’un algorithme de codification directe plutôt que les procédures itératives et sa capacité d’exécuter amplitude arbitraire et indépendante et modulation de phase à la fréquence de rafraîchissement temps de la SLM (jusqu’à centaines de hertz selon la technologie actuelle).

En principe, la méthode⁷ est destiné à être utilisé avec des ondes planes d’entrée, mais il n’est pas limité à cela. Par exemple, si un faisceau gaussien est de frapper le SLM, il est possible de modifier sa forme de rayonnement à la sortie du système en codant un modèle adapté amplitude dans la MLS. Toutefois, comme l’intensité du faisceau de sortie ne peut dépasser celle du faisceau d’entrée à n’importe quelle position transversale (x, y), la mise en forme de l’amplitude est effectuée par des pertes d’intensité émis par un processus d’interférence destructive partiellement.

La théorie soulignant le codage de la méthode⁷ est la suivante. N’importe quel champ complexe représenté sous la forme U(x,y)= A(x,y)e^j’aiφ()^x,y) peut être aussi réécrit sous la forme :

(1)

où

(2)

(3)

Dans les équations 1-3, l’amplitude et la phase du complexe bidimensionnel champ U(x,y)est donnée par A(x,y) et φ(x,y), respectivement. Notez que, en termes un_max (maximum A(x,y)) et B = un_max/2 ne dépendent pas les transversales coordonnées (x,y). De la théorie, si nous fixons un_max= 2, puis B =1. Par conséquent, le champ complex U(x,y) peut être obtenue, d’une manière simple, de la somme cohérente des vagues uniformes être^{j’aiϑ(x,y)} et être ^{iθ (})^x,y). Dans la pratique, ceci est accompli avec un interféromètre de chemin commun composé d’une phase unique élément α(x,y), placé dans le plan d’entrée d’un système d’imagerie. L’élément monophasé est construit par multiplexage spatial de la phase termes ϑ(x,y)

et θ (x,y) à l’aide de grilles binaires à deux dimensions (modèles de damier) M₁(x,y) et M₂(x,y) comme suit

(4)

par conséquent,

(5)

Ces modèles binaires remplissent la condition M₁(x,y) + M₂(x,y) = 1. Notez que, l’interférence des ondes uniformes ne peut pas arriver si nous ne mélangez pas les informations contenues dans les éléments en phaseα(x,y). Dans la présente méthode, ceci est effectué en utilisant un filtre spatial capable de bloquer tous les ordres de diffraction mais le zéro un. De cette manière, après le processus de filtrage sur le plan de Fourier, spectre H(u,v)= F{e^iα()^x,y)} de la phase de codage fonction est liée au spectre du champ complex F{U(x,y)} par l’expression

(6)

Dans l’équation (6), (u,v) indiquer les coordonnées dans le domaine fréquentiel, P(u,v) détient pour le filtre spatial, alors que la transformée de Fourier d’une fonction donnée Θ(x,y) est représentée sous la forme F {Θ(x,y)}. De l’équation (6), il s’ensuit que, sur le plan de sortie du système d’imagerie, le champ complex consulté U_RET(x,y), (sans tenir compte de facteurs constants), est donnée par le produit de convolution de l’agrandie et dans l’espace inversée, domaine complexe U(x,y) avec la transformation de Fourier du masque filtre. C’est :

(7)

Dans l’équation (7), l’opération de convolution est désignée par le symbole et le terme Mag représente le grossissement de l’appareil d’imagerie. Par conséquent, l’amplitude et la phase U(x,y) est entièrement récupéré sur le plan de sortie, à l’exception d’un certain manque de résolution spatiale en raison de l’opération de convolution.