用于干涉光谱仪中的新型Wollaston棱镜系统

　　1　引　言

　　干涉光谱仪通常采用时序分光,建立在麦克尔逊干涉仪原理基础上。然而在分析了时域分光弱点后[1~3],人们纷纷把目光转向了空域分光。利用Wollaston棱镜的双折射性质来构成分光系统是空间调制型分光系统的一种典型选择[1~6]。文献[1]的分析指出,Wollaston棱镜后面形成的干涉图是光源波谱分布的傅里叶变换。在对干涉图进行傅里叶变换时,要求干涉光束之间的光程差是空间(或时间)某变量的线性函数,同时为了使光谱仪具有较高的分辨率,光程差的变动范围应该具有较大的值[7]。选择恰当的空间变量,采用合适的空间结构来实现上述目标,是人们在设计空间调制型干涉光谱仪时努力追求的重要目标。

　　可以采用双Wollaston棱镜增加干涉光束之间的光程差[3,6],增加棱镜的厚度也可以增加干涉光束之间的光程差[4,6]。但是方解石晶体价格昂贵。我们提出了一种带反射镜的Wollaston棱镜分光系统,新系统干涉光之间的光程差是入射位置的线性函数,单块棱镜光程差的动态范围是原来的两倍。下面通过对新系统较深入的理论探讨和对具体数据的计算机模拟,希望能为偏振型空间调制干涉光谱仪的设计和应用提供参考。

　　2　系统构成及理论分析

　　Wollaston棱镜分光系统如图1(a)所示[4,6]。新系统只是在棱镜的后表面加一个反射镜(或镀高反膜)。对一束入射光来说,新系统的光路如图1(b)所示,因此新系统可以看成是由两块完全相同的Wollaston棱镜反转耦合组成,也完全可以由两块相同的Wollaston棱镜反转耦合来构成,但是带反射镜的系统所需双折射材料减少一半。

　　在新系统中我们以光束的入射位置为空间变量,并采用垂直入射的方式。根据光在单轴晶体中的传播规律。在晶体中o光(寻常光)的折射率是no,e光(非常光)的折射率nt由e光在晶体中的传播方向决定。由波法线的费涅耳公式,波法线的折射率为^[8—10]

　　其中ne为e光主折射率;θta是e光波法线与光轴的夹角。在晶体中o光的传播方向与o光波法线方向相同,而e光的传播方向,即光线的或光的能流方向,与e光波法线方向并不相同,两者的关系为[10]

　　其中θra是e光线与光轴的夹角。并且e光线的折射率nr与e光波法线的折射率nt也不相同,e光光线的方向与e光波法线方向的夹角记为w,nr为[8~10]

　　同时注意到光在晶体分界面折射时,Snell折射定律表述的是光波法线之间的关系[8~10],并不是光线之间的关系。

　　设棱镜的切割角为Iw,高为2h,光垂直棱镜表面入射,晶体的光轴方向如图2所示。对单轴晶体,当光轴平行于入射面或垂直于入射面时,o光e光的主平面重合,因此全部问题的分析只须在入射面中进行。