Интерферометр Фабри – Перо - Fabry–Pérot interferometer

«Эталон» перенаправляется сюда. Для французской коммуны см. Эталон, Сомма. Справочный стандарт см. Стандарт (метрология).

Интерференционные полосы, показывающие тонкая структура, из эталона Фабри – Перо. Источник - охлаждаемый дейтериевая лампа.

В оптика, а Интерферометр Фабри – Перо (FPI) или эталон является оптический резонатор из двух параллельных отражающий поверхности (т.е. тонкие зеркала ). Оптические волны может пройти через оптический резонатор только тогда, когда они резонанс с этим. Он назван в честь Чарльз Фабри и Альфред Перо, который разработал инструмент в 1899 году.^[1][2][3] Эталон из французского эталон, что означает «измерительный прибор» или «эталон».^[4]

Эталоны широко используются в телекоммуникации, лазеры и спектроскопия контролировать и измерять длины волн света. Последние достижения в технологии изготовления позволяют создавать очень точные перестраиваемые интерферометры Фабри – Перо. Устройство технически интерферометр когда расстояние между двумя поверхностями (а вместе с ним и длина резонанса) может быть изменено, и эталон, когда расстояние фиксировано (однако эти два термина часто используются как взаимозаменяемые).

Основное описание

Интерферометр Фабри – Перо, использующий пару частично отражающих, слегка заклиненных оптических плоскостей. На этом рисунке угол клина сильно преувеличен; на самом деле необходима лишь доля градуса, чтобы избежать призрачных полос. Низкое качество изображения по сравнению с высоким качеством изображения соответствует коэффициенту отражения зеркала 4% (голое стекло) и 95%.

Сердце интерферометра Фабри – Перо - пара частично отражающих стекол. оптические балки расстояние между микрометрами и сантиметрами, с отражающими поверхностями, обращенными друг к другу. (В качестве альтернативы, Fabry – Pérot эталон используется одна пластина с двумя параллельными отражающими поверхностями.) Плоскости в интерферометре часто имеют клиновидную форму, чтобы задние поверхности не создавали интерференционных полос; задние поверхности часто также имеют антибликовое покрытие.

В типичной системе освещение обеспечивается диффузным источником, установленным на фокальная плоскость из коллимирующая линза. Фокусирующая линза после пары плоскостей создала бы перевернутое изображение источника, если бы плоские поверхности отсутствовали; весь свет, излучаемый из точки на источнике, фокусируется в единственную точку на плоскости изображения системы. На прилагаемой иллюстрации прослеживается только один луч, испускаемый из точки A источника. Когда луч проходит через спаренные плоскости, он многократно отражается, создавая множество прошедших лучей, которые собираются фокусирующей линзой и переносятся в точку A 'на экране. Полная картина интерференции имеет вид набора концентрических колец. Острота колец зависит от отражающей способности плоских поверхностей. Если коэффициент отражения высокий, что приводит к высокому Добротность, монохроматический свет производит набор узких ярких колец на темном фоне. Интерферометр Фабри – Перо с высоким значением Q называется высоким ловкость.

Приложения

Коммерческое устройство Фабри-Перо

• Телекоммуникационные сети, в которых работают мультиплексирование с разделением по длине волны имеют мультиплексоры ввода-вывода с банками миниатюрных настроенных плавленый кварц или алмаз эталоны. Это небольшие переливающиеся кубики со стороной около 2 мм, установленные в небольшие высокоточные стойки. Материалы выбраны таким образом, чтобы поддерживать стабильное расстояние от зеркала до зеркала и поддерживать стабильные частоты даже при изменении температуры. Алмаз является предпочтительным, потому что он обладает большей теплопроводностью и все еще имеет низкий коэффициент расширения. В 2005 году некоторые производители телекоммуникационного оборудования начали использовать твердые эталоны, которые сами по себе являются оптическими волокнами. Это устраняет большинство трудностей, связанных с установкой, регулировкой и охлаждением.
• Дихроичные фильтры изготавливаются путем нанесения серии эталонных слоев на оптическую поверхность с помощью осаждение из паровой фазы. Эти оптические фильтры обычно имеют более точные полосы отражения и пропускания, чем поглощающие фильтры. При правильной конструкции они работают холоднее, чем поглощающие фильтры, поскольку могут отражать нежелательные длины волн. Дихроичные фильтры широко используются в оптическом оборудовании, таком как источники света, камеры, астрономическое оборудование и лазерные системы.
• Оптический волномеры и немного анализаторы оптического спектра использовать интерферометры Фабри – Перо с разными свободные спектральные диапазоны для определения длины волны света с большой точностью.
• Лазерные резонаторы часто называют резонаторами Фабри – Перо, хотя для многих типов лазеров коэффициент отражения одного зеркала близок к 100%, что делает его более похожим на Интерферометр Жира – Турнуа. Полупроводник диодные лазеры иногда используют настоящую геометрию Фабри – Перо из-за сложности покрытия торцевых граней чипа. Квантовые каскадные лазеры часто используют резонаторы Фабри-Перо для поддержания генерации без необходимости нанесения каких-либо покрытий на грани из-за высокого усиления активной области.^[5]
• Эталоны часто помещают внутрь резонатора лазера при создании одномодовых лазеров. Без эталона лазер, как правило, будет излучать свет в диапазоне длин волн, соответствующем ряду полость моды, аналогичные модам Фабри – Перо. Вставка эталона в резонатор лазера с хорошо подобранной точностью и свободным спектральным диапазоном может подавить все моды резонатора, кроме одной, тем самым изменив работу лазера. лазер из многомодового в одномодовый.
• Эталоны Фабри – Перо можно использовать для увеличения длины взаимодействия в лазерная абсорбционная спектрометрия, особенно полость кольцо вниз, техники.
• Эталон Фабри – Перо можно использовать для изготовления спектрометр способен наблюдать Эффект Зеемана, где спектральные линии расположены слишком близко друг к другу, чтобы их можно было различить с помощью обычного спектрометра.
• В астрономия эталон используется для выбора сингла атомный переход для визуализации. Самым распространенным является H-альфа линия солнце. В Ca-K Линия от солнца также обычно изображается с помощью эталонов.
• Датчик метана для Марса (MSM) на борту индийского Мангальяна является примером прибора Фабри-Перо. Это был первый космический инструмент Фабри Перо на момент запуска Мангальяана.^[6] Поскольку он не отличал излучение, поглощаемое метаном, от излучения, поглощаемого углекислым газом и другими газами, его позже назвали картографом альбедо.^[7]
• В гравитационная волна детектирования, резонатор Фабри – Перо используется для магазин фотоны в течение почти миллисекунды, пока они подпрыгивают между зеркалами вверх и вниз. Это увеличивает время, в течение которого гравитационная волна может взаимодействовать со светом, что приводит к лучшей чувствительности на низких частотах. Этот принцип используется такими детекторами, как LIGO и Дева, которые состоят из Интерферометр Майкельсона с полостью Фабри – Перо длиной несколько километров в обоих рукавах. Меньшие полости, обычно называемые очистители режима, используются для пространственная фильтрация и стабилизация частоты основного лазера.

Теория

Потери резонатора, выходящий свет, резонансные частоты и форма спектральных линий

Спектральный отклик резонатора Фабри-Перо основан на вмешательство между направленным в него светом и светом, циркулирующим в резонаторе. Конструктивная интерференция возникает, если два луча находятся в фаза, что приводит к резонансному усилению света внутри резонатора. Если два луча не совпадают по фазе, внутри резонатора сохраняется лишь небольшая часть выпущенного света. Сохраненный, проходящий и отраженный свет спектрально изменяется по сравнению с падающим светом.

Предположим, что двухзеркальный резонатор Фабри-Перо геометрической длины ${\displaystyle \ell }$, однородно заполненный средой с показателем преломления ${\displaystyle n}$. Свет попадает в резонатор при нормальном падении. Время в оба конца ${\displaystyle t_{\rm {RT}}}$ света, движущегося в резонаторе со скоростью ${\displaystyle c=c_{0}/n}$, куда ${\displaystyle c_{0}}$ скорость света в вакууме, а свободный спектральный диапазон ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {FSR}}}$ даны

${\displaystyle t_{\rm {RT}}={\frac {1}{\Delta \nu _{\rm {FSR}}}}={\frac {2\ell }{c}}.}$

Отражательная способность электрического поля и напряженности ${\displaystyle r_{i}}$ и ${\displaystyle R_{i}}$соответственно на зеркальном ${\displaystyle i}$ находятся

${\displaystyle |r_{i}|^{2}=R_{i}.}$

Если нет других потерь в резонаторе, спад интенсивности света за один проход измеряется количественно константой скорости затухания на выходе. ${\displaystyle 1/\tau _{\rm {out}},}$

${\displaystyle R_{1}R_{2}=e^{-t_{\rm {RT}}/\tau _{\rm {out}}},}$

и время распада фотона ${\displaystyle \tau _{c}}$ резонатора тогда определяется выражением^[8]

${\displaystyle {\frac {1}{\tau _{c}}}={\frac {1}{\tau _{\rm {out}}}}={\frac {-\ln {(R_{1}R_{2})}}{t_{\rm {RT}}}}.}$

С участием ${\displaystyle \phi (\nu )}$ количественная оценка однопроходного фазового сдвига, который свет проявляет при распространении от одного зеркала к другому, двусторонний фазовый сдвиг на частоте ${\displaystyle \nu }$ накапливается в^[8]

${\displaystyle 2\phi (\nu )=2\pi \nu t_{\rm {RT}}.}$

Резонансы возникают на частотах, на которых свет проявляет конструктивную интерференцию после одного обхода. Каждый режим резонатора с его индексом режима ${\displaystyle q}$, куда ${\displaystyle q}$ является целым числом в интервале [${\displaystyle -\infty }$, ..., −1, 0, 1, ..., ${\displaystyle \infty }$], связана с резонансной частотой ${\displaystyle \nu _{q}}$ и волновое число ${\displaystyle k_{q}}$,

${\displaystyle \nu _{q}=q\Delta \nu _{\rm {FSR}}\Rightarrow k_{q}={\frac {2\pi q\Delta \nu _{\rm {FSR}}}{c}}.}$

Два режима с противоположными значениями ${\displaystyle \pm q}$ и ${\displaystyle \pm k}$ модального индекса и волнового числа, соответственно, физически представляющих противоположные направления распространения, имеют одно и то же абсолютное значение ${\displaystyle \left|\nu _{q}\right|}$ частоты.^[9]

Затухающее электрическое поле на частоте ${\displaystyle \nu _{q}}$ представляет собой затухающее гармоническое колебание с начальной амплитудой ${\displaystyle E_{q,s}}$ и постоянная времени затухания ${\displaystyle 2\tau _{c}}$. В векторных обозначениях это можно выразить как^[8]

${\displaystyle E_{q}(t)=E_{q,s}e^{i2\pi \nu _{q}t}e^{-{\frac {t}{2\tau _{c}}}}.}$

Преобразование Фурье электрического поля во времени дает электрическое поле на единицу частотного интервала,

${\displaystyle {\tilde {E}}_{q}(\nu )=\int _{-\infty }^{+\infty }E_{q}(t)e^{-i2\pi \nu t}\,dt=E_{q,s}{\frac {1}{(2\tau _{c})^{-1}+i2\pi (\nu -\nu _{q})}}.}$

Каждый режим имеет нормализованный форма спектральной линии на единицу частотного интервала, задаваемого

${\displaystyle {\tilde {\gamma }}_{q}(\nu )={\frac {1}{\tau _{c}}}\left|{\frac {{\tilde {E}}_{q}(\nu )}{E_{q,s}}}\right|^{2}={\frac {1}{\tau _{c}}}{\frac {1}{(2\tau _{c})^{-2}+4\pi ^{2}(\nu -\nu _{q})^{2}}},}$

интеграл по частоте равен единице. Представляем ширину линии при полной ширине на полувысоте (FWHM) ${\displaystyle \Delta \nu _{c}}$ формы лоренцевой спектральной линии, получаем

${\displaystyle \Delta \nu _{c}={\frac {1}{2\pi \tau _{c}}}\Rightarrow {\tilde {\gamma }}_{q}(\nu )={\frac {1}{\pi }}{\frac {\Delta \nu _{c}/2}{(\Delta \nu _{c}/2)^{2}+(\nu -\nu _{q})^{2}}}={\frac {2}{\pi }}{\frac {\Delta \nu _{c}}{(\Delta \nu _{c})^{2}+4(\nu -\nu _{q})^{2}}},}$

выражается через полуширину на полувысоте (HWHM) ${\displaystyle \Delta \nu _{c}/2}$ или ширину линии FWHM ${\displaystyle \Delta \nu _{c}}$. После калибровки по высоте пика, равной единице, мы получаем лоренцевы линии:

${\displaystyle \gamma _{q,L}(\nu )={\frac {\pi }{2}}\Delta \nu _{c}{\tilde {\gamma }}_{q}(\nu )={\frac {(\Delta \nu _{c}/2)^{2}}{(\Delta \nu _{c}/2)^{2}+(\nu -\nu _{q})^{2}}}={\frac {(\Delta \nu _{c})^{2}}{(\Delta \nu _{c})^{2}+4(\nu -\nu _{q})^{2}}}.}$

При повторении вышеуказанного преобразования Фурье для всех режимов с индексом моды ${\displaystyle q}$ в резонаторе получается полный модовый спектр резонатора.

Поскольку ширина линии ${\displaystyle \Delta \nu _{c}}$ и свободный спектральный диапазон ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {FSR}}}$ не зависят от частоты, тогда как в пространстве длин волн ширина линии не может быть определена должным образом, а свободный спектральный диапазон зависит от длины волны, а поскольку резонансные частоты ${\displaystyle \nu _{q}}$ шкала пропорциональна частоте, спектральный отклик резонатора Фабри-Перо естественным образом анализируется и отображается в частотном пространстве.

Общее распределение Эйри: коэффициент усиления внутреннего резонанса

Электрические поля в резонаторе Фабри-Перо.^[8] Коэффициенты отражения зеркал электрического поля равны ${\displaystyle r_{1}}$ и ${\displaystyle r_{2}}$. Указаны характерные электрические поля, создаваемые электрическим полем. ${\displaystyle E_{\rm {inc}}}$ падает на зеркало 1: ${\displaystyle E_{\rm {refl,1}}}$ первоначально отраженный в зеркале 1, ${\displaystyle E_{\rm {laun}}}$ запущен через зеркало 1, ${\displaystyle E_{\rm {circ}}}$ и ${\displaystyle E_{\text{b-circ}}}$ циркулирующие внутри резонатора в прямом и обратном направлениях соответственно, ${\displaystyle E_{\rm {RT}}}$ распространяясь внутри резонатора после одного обхода, ${\displaystyle E_{\rm {trans}}}$ передается через зеркало 2, ${\displaystyle E_{\rm {back}}}$ пропускается через зеркало 1, а полное поле ${\displaystyle E_{\rm {refl}}}$ распространяется в обратном направлении. Интерференция возникает с левой и правой сторон зеркала 1 между ${\displaystyle E_{\rm {refl,1}}}$ и ${\displaystyle E_{\rm {back}}}$, в результате чего ${\displaystyle E_{\rm {refl}}}$, и между ${\displaystyle E_{\rm {laun}}}$ и ${\displaystyle E_{\rm {RT}}}$, в результате чего ${\displaystyle E_{\rm {circ}}}$, соответственно.

Отклик резонатора Фабри-Перо на электрическое поле, падающее на зеркало 1, описывается несколькими распределениями Эйри (названными в честь математика и астронома Джордж Бидделл Эйри ), которые определяют интенсивность света в прямом или обратном направлении распространения в различных положениях внутри или вне резонатора по отношению к интенсивности выпущенного или падающего света. Отклик резонатора Фабри-Перо легче всего получить с помощью метода циркулирующего поля.^[10] Этот подход предполагает установившееся состояние и связывает различные электрические поля друг с другом (см. Рисунок «Электрические поля в резонаторе Фабри-Перо»).

Поле ${\displaystyle E_{\rm {circ}}}$ может быть связано с полем ${\displaystyle E_{\rm {laun}}}$ который запускается в резонатор

${\displaystyle E_{\rm {circ}}=E_{\rm {laun}}+E_{\rm {RT}}=E_{\rm {laun}}+r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }E_{\rm {circ}}\Rightarrow {\frac {E_{\rm {circ}}}{E_{\rm {laun}}}}={\frac {1}{1-r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }}}.}$

Общее распределение Эйри, которое рассматривает только физические процессы, проявляемые светом внутри резонатора, затем определяется как интенсивность, циркулирующая в резонаторе, относительно инициируемой интенсивности,^[8]

${\displaystyle A_{\rm {circ}}={\frac {I_{\rm {circ}}}{I_{\rm {laun}}}}={\frac {\left|E_{\rm {circ}}\right|^{2}}{\left|E_{\rm {laun}}\right|^{2}}}={\frac {1}{\left|1-r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }\right|^{2}}}={\frac {1}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\sin ^{2}(\phi )}}.}$

${\displaystyle A_{\rm {circ}}}$ представляет собой спектрально зависимое усиление внутреннего резонанса, которое резонатор обеспечивает свету, который в него попадает (см. рисунок «Повышение резонанса в резонаторе Фабри-Перо»). На резонансных частотах ${\displaystyle \nu _{q}}$, куда ${\displaystyle \sin(\phi )}$ равен нулю, коэффициент усиления внутреннего резонанса равен

${\displaystyle A_{\rm {circ}}(\nu _{q})={\frac {1}{\left(1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\right)^{2}}}.}$

Другие дистрибутивы Эйри

Усиление резонанса в резонаторе Фабри-Перо.^[8] (вверху) Спектрально-зависимое усиление внутреннего резонанса, равное типичному распределению Эйри ${\displaystyle A_{\text{circ}}}$. Свет, попадающий в резонатор, резонансно усиливается этим фактором. Для кривой с ${\displaystyle R_{1}=R_{2}=0.9}$, пиковое значение находится на ${\displaystyle A_{\text{circ}}(\nu _{q})=100}$, за пределами шкалы ординат. (внизу) Спектрально-зависимое усиление внешнего резонанса, равное распределению Эйри ${\displaystyle A_{\text{circ}}^{\prime }}$. За счет этого фактора происходит резонансное усиление света, падающего на резонатор.

Как только усиление внутреннего резонанса, общее распределение Эйри, установлено, все остальные распределения Эйри могут быть выведены с помощью простых масштабных коэффициентов.^[8] Поскольку интенсивность, вводимая в резонатор, равна прошедшей части интенсивности, падающей на зеркало 1,

${\displaystyle I_{\text{laun}}=\left(1-R_{1}\right)I_{\text{inc}},}$

а интенсивности, прошедшие через зеркало 2, отраженные в зеркале 2 и прошедшие через зеркало 1, представляют собой прошедшие и отраженные / прошедшие доли интенсивности, циркулирующей внутри резонатора,

${\displaystyle {\begin{aligned}I_{\text{trans}}&=\left(1-R_{2}\right)I_{\text{circ}},\\I_{\text{b-circ}}&=R_{2}I_{\text{circ}},\\I_{\text{back}}&=\left(1-R_{1}\right)I_{\text{b-circ}},\end{aligned}}}$

соответственно, остальные распределения Эйри ${\displaystyle A}$ по интенсивности пуска ${\displaystyle I_{\text{laun}}}$ и ${\displaystyle A^{\prime }}$ по интенсивности падающего ${\displaystyle I_{\text{inc}}}$ находятся^[8]

${\displaystyle {\begin{aligned}A_{\text{circ}}&={\frac {1}{R_{2}}}A_{\text{b-circ}}={\frac {1}{R_{1}R_{2}}}A_{\text{RT}}={\frac {1}{1-R_{2}}}A_{\text{trans}}={\frac {1}{(1-R_{1})R_{2}}}A_{\text{back}}={\frac {1}{1-R_{1}R_{2}}}A_{\text{emit}},\\A_{\text{circ}}'&={\frac {1}{R_{2}}}A_{\text{b-circ}}'={\frac {1}{R_{1}R_{2}}}A_{\text{RT}}'={\frac {1}{1-R_{2}}}A_{\text{trans}}'={\frac {1}{(1-R_{1})R_{2}}}A_{\text{back}}'={\frac {1}{1-R_{1}R_{2}}}A_{\text{emit}}',\\A_{\text{circ}}'&=\left(1-R_{1}\right)A_{\text{circ}}.\end{aligned}}}$

Индекс «излучать» обозначает распределения Эйри, которые учитывают сумму интенсивностей, излучаемых с обеих сторон резонатора.

Интенсивность обратной передачи ${\displaystyle I_{\text{back}}}$ Невозможно измерить, потому что первоначально отраженный назад свет добавляется к сигналу, распространяющемуся в обратном направлении. Измеримый случай интенсивности, возникающей в результате интерференции обоих распространяющихся в обратном направлении электрических полей, приводит к распределению Эйри^[8]

${\displaystyle A_{\text{refl}}^{\prime }={\frac {I_{\text{refl}}}{I_{\text{inc}}}}={\frac {\left|E_{\text{refl}}\right|^{2}}{\left|E_{\text{inc}}\right|^{2}}}={\frac {\left({{\sqrt {R_{1}}}-{\sqrt {R_{2}}}}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\sin ^{2}(\phi )}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\sin ^{2}(\phi )}}.}$

Нетрудно показать, что в резонаторе Фабри-Перо, несмотря на наличие конструктивной и деструктивной интерференции, энергия сохраняется на всех частотах:

${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }+A_{\text{refl}}^{\prime }={\frac {I_{\text{trans}}+I_{\text{refl}}}{I_{\text{inc}}}}=1.}$

Коэффициент усиления внешнего резонанса (см. Рисунок «Повышение резонанса в резонаторе Фабри-Перо») равен^[8]

${\displaystyle A_{\text{circ}}^{\prime }={\frac {I_{\text{circ}}}{I_{\text{inc}}}}=(1-R_{1})A_{\text{circ}}={\frac {1-R_{1}}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\sin ^{2}(\phi )}}.}$

На резонансных частотах ${\displaystyle \nu _{q}}$, куда ${\displaystyle \sin(\phi )}$ равен нулю, коэффициент усиления внешнего резонанса равен

${\displaystyle A_{\text{circ}}^{\prime }(\nu _{q})={\frac {1-R_{1}}{\left(1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\right)^{2}}}.}$

Воздушное распределение ${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }}$ (сплошные линии), соответствующие свету, прошедшему через резонатор Фабри-Перо, рассчитанные для различных значений коэффициентов отражения ${\displaystyle R_{1}=R_{2}}$, и сравнение с одиночной лоренцевой линией (штриховые линии), рассчитанной для того же ${\displaystyle R_{1}=R_{2}}$.^[8] На половине высоты (черная линия) с уменьшением коэффициентов отражения ширина линии на полувысоте ${\displaystyle \Delta \nu _{\text{Airy}}}$ распределения Эйри уширяется по сравнению с шириной линии на полувысоте ${\displaystyle \Delta \nu _{c}}$ соответствующей ему лоренцевой линии: ${\displaystyle R_{1}=R_{2}=0.9,0.6,0.32,0.172}$ приводит к ${\displaystyle \Delta \nu _{\text{Airy}}/\Delta \nu _{c}=1.001,1.022,1.132,1.717}$, соответственно.

Обычно свет проходит через резонатор Фабри-Перо. Поэтому часто применяемое распределение Эйри^[8]

${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }={\frac {I_{\text{trans}}}{I_{\text{inc}}}}=(1-R_{1})(1-R_{2})A_{\text{circ}}={\frac {(1-R_{1})(1-R_{2})}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\sin ^{2}(\phi )}}.}$

Он описывает дробь ${\displaystyle I_{\text{trans}}}$ интенсивности ${\displaystyle I_{\text{inc}}}$ источника света, падающего на зеркало 1, проходящего через зеркало 2 (см. рисунок «Распределение Эйри ${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }}$"). Его пиковое значение на резонансных частотах ${\displaystyle \nu _{q}}$ является

${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }(\nu _{q})={\frac {(1-R_{1})(1-R_{2})}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}\right)^{2}}}.}$

За ${\displaystyle R_{1}=R_{2}}$ пиковое значение равно единице, т.е. весь свет, падающий на резонатор, проходит; следовательно, свет не отражается, ${\displaystyle A_{\text{refl}}^{\prime }=0}$, в результате деструктивной интерференции полей ${\displaystyle E_{{\text{refl}},1}}$ и ${\displaystyle E_{\text{back}}}$.

${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }}$ был получен в рамках подхода циркулирующего поля^[10] учитывая дополнительный фазовый сдвиг ${\displaystyle e^{i\pi /2}}$ при каждой передаче через зеркало,

${\displaystyle {\begin{aligned}E_{\text{circ}}&=it_{1}E_{\text{inc}}+r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }E_{\text{circ}}\Rightarrow {\frac {E_{\text{circ}}}{E_{\text{inc}}}}={\frac {it_{1}}{1-r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }}},\\E_{\text{trans}}&=it_{2}E_{\text{circ}}e^{-i\phi }\Rightarrow {\frac {E_{\text{trans}}}{E_{\text{inc}}}}={\frac {-t_{1}t_{2}e^{-i\phi }}{1-r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }}},\end{aligned}}}$

в результате чего

${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }={\frac {I_{\text{trans}}}{I_{\text{inc}}}}={\frac {\left|E_{\text{trans}}\right|^{2}}{\left|E_{\text{inc}}\right|^{2}}}={\frac {\left|-t_{1}t_{2}e^{-i\phi }\right|^{2}}{\left|1-r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }\right|^{2}}}={\frac {(1-R_{1})(1-R_{2})}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\sin ^{2}(\phi )}}.}$

В качестве альтернативы, ${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }}$ может быть получен с помощью метода распада в оба конца^[11] отслеживая бесконечное количество обходов падающего электрического поля. ${\displaystyle E_{\text{inc}}}$ экспонаты после входа в резонатор и накопления электрического поля ${\displaystyle E_{\text{trans}}}$ передается во всех поездках туда и обратно. Поле, передаваемое после первого распространения, и все меньшие и меньшие поля, передаваемые после каждого последовательного распространения через резонатор, равны

${\displaystyle {\begin{aligned}E_{\text{trans,1}}&=E_{\text{inc}}it_{1}it_{2}e^{-i\phi }=-E_{\text{inc}}t_{1}t_{2}e^{-i\phi },\\E_{{\text{trans}},m+1}&=E_{{\text{trans}},m}r_{1}r_{2}e^{-i2\phi },\end{aligned}}}$

соответственно. Использование

${\displaystyle \sum _{m=0}^{\infty }x^{m}={\frac {1}{1-x}}\Rightarrow E_{\text{trans}}=\sum _{m=1}^{\infty }E_{{\text{trans}},m}=E_{\text{inc}}{\frac {-t_{1}t_{2}e^{-i\phi }}{1-r_{1}r_{2}e^{-i2\phi }}}}$

приводит к тому же ${\displaystyle E_{\text{trans}}/E_{\text{inc}}}$ как и выше, поэтому такое же распределение Эйри ${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }}$ происходит. Однако этот подход вводит в заблуждение с физической точки зрения, поскольку он предполагает, что интерференция имеет место между выведенными лучами после зеркала 2, вне резонатора, а не между выпущенными и циркулирующими лучами после зеркала 1 внутри резонатора. Поскольку именно интерференция изменяет спектральный состав, распределение спектральной интенсивности внутри резонатора будет таким же, как и распределение спектральной интенсивности падающего излучения, и никакого усиления резонанса внутри резонатора не произойдет.

Распределение Эйри как сумма профилей мод

Физически распределение Эйри представляет собой сумму модовых профилей продольных мод резонатора.^[8] Начиная с электрического поля ${\displaystyle E_{circ}}$ циркулируя внутри резонатора, мы рассматриваем экспоненциальное затухание во времени этого поля через оба зеркала резонатора, Фурье преобразует его в частотное пространство, чтобы получить нормированные формы спектральных линий ${\displaystyle {\tilde {\gamma }}_{q}(\nu )}$, делит его на время возврата ${\displaystyle t_{\rm {RT}}}$ чтобы учесть, как полная циркулирующая напряженность электрического поля распределяется в продольном направлении в резонаторе и выводится в единицу времени, что приводит к профилям излучаемых мод,

${\displaystyle \gamma _{q,{\rm {emit}}}(\nu )={\frac {1}{t_{\rm {RT}}}}{\tilde {\gamma }}_{q}(\nu ),}$

а затем суммирует профили излучаемых мод всех продольных мод^[8]

${\displaystyle \sum _{q=-\infty }^{\infty }\gamma _{q,{\rm {emit}}}(\nu )={\frac {1-R_{1}R_{2}}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\sin ^{2}(\phi )}}=A_{\rm {emit}},}$

таким образом, равняется распределению Эйри ${\displaystyle A_{\rm {emit}}}$.

Те же простые коэффициенты масштабирования, которые обеспечивают отношения между отдельными распределениями Эйри, также обеспечивают отношения между ${\displaystyle \gamma _{q,{\rm {emit}}}(\nu )}$ и другие профили режима:^[8]

${\displaystyle \gamma _{q,{\rm {circ}}}={\frac {1}{R_{2}}}\gamma _{q,{\text{b-circ}}}={\frac {1}{R_{1}R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {RT}}}={\frac {1}{1-R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {trans}}}={\frac {1}{(1-R_{1})R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {back}}}={\frac {1}{1-R_{1}R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {emit}}},}$

${\displaystyle \gamma _{q,{\rm {circ}}}^{\prime }={\frac {1}{R_{2}}}\gamma _{q,{\text{b-circ}}}^{\prime }={\frac {1}{R_{1}R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {RT}}}^{\prime }={\frac {1}{1-R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {trans}}}^{\prime }={\frac {1}{(1-R_{1})R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {back}}}^{\prime }={\frac {1}{1-R_{1}R_{2}}}\gamma _{q,{\rm {emit}}}^{\prime },}$

${\displaystyle \gamma _{q,{\rm {circ}}}^{\prime }=(1-R_{1})\gamma _{q,{\rm {circ}}}.}$

Характеристика резонатора Фабри-Перо: лоренцевская ширина линии и изящество

Критерий спектрального разрешения Тейлора предполагает, что две спектральные линии могут быть разрешены, если отдельные линии пересекаются с половинной интенсивностью. Запуская свет в резонатор Фабри-Перо, измеряя распределение Эйри, можно получить общие потери резонатора Фабри-Перо, пересчитав лоренцеву ширину линии ${\displaystyle \Delta \nu _{c}}$, отображается (синяя линия) относительно свободного спектрального диапазона на рисунке «Лоренцевская ширина линии и точность в зависимости от ширины линии Эйри и точности резонатора Фабри-Перо».

Лоренцевская ширина линии и изящество в зависимости от ширины линии Эри и изящество резонатора Фабри-Перо.^[8] [Слева] Относительная ширина лоренцевой линии ${\displaystyle \Delta \nu _{c}/\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$ (синяя кривая), относительная ширина линии Эйри ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}/\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$ (зеленая кривая) и его аппроксимация (красная кривая). [Справа] Лоренцевское изящество ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}}$ (синяя кривая), воздушная утонченность ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}}$ (зеленая кривая) и ее аппроксимация (красная кривая) как функция значения отражательной способности ${\displaystyle R_{1}R_{2}}$. Точные решения ширины линии Эйри и утонченности (зеленые линии) правильно разбиваются на ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}=\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$, что эквивалентно ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}=1}$, тогда как их приближения (красные линии) неправильно не нарушаются. Вставки: Регион ${\displaystyle R_{1}R_{2}<0.1}$.

Физический смысл лоренцевой ловкости ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}}$ резонатора Фабри-Перо.^[8] Отображается ситуация для ${\displaystyle R_{1}=R_{2}\approx 4.32\%}$, при котором ${\displaystyle \Delta \nu _{c}=\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$ и ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}=1}$, т.е. две соседние лоренцевы линии (пунктирные цветные линии, для наглядности показаны только 5 линий для каждой резонансной частоты,${\displaystyle \nu _{q}}$) пересекаются на половине максимума (сплошная черная линия), и критерий Тейлора для спектрального разрешения двух пиков в результирующем распределении Эйри (сплошная фиолетовая линия, сумма 5 линий, нормированных на максимальную интенсивность самого себя) достигается.

Основные лоренцевы линии могут быть разрешены, если соблюдается критерий Тейлора (см. Рисунок «Физический смысл лоренцевой ловкости»). Следовательно, можно определить лоренцеву изящество резонатора Фабри-Перо:^[8]

${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}={\frac {\Delta \nu _{\rm {FSR}}}{\Delta \nu _{c}}}={\frac {2\pi }{-\ln(R_{1}R_{2})}}.}$

Он показан синей линией на рисунке «Физический смысл лоренцевой ловкости». Лоренцевское изящество ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}}$ имеет фундаментальный физический смысл: он описывает, насколько хорошо лоренцевы линии, лежащие в основе распределения Эйри, могут быть разрешены при измерении распределения Эйри. В точке, где

${\displaystyle \Delta \nu _{c}=\Delta \nu _{\rm {FSR}}\Rightarrow R_{1}R_{2}=e^{-2\pi }\approx 0.001867,}$

эквивалентно ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}=1}$, критерий Тейлора для спектрального разрешения одиночного распределения Эйри достигается. Под этим пунктом ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}<1}$, две спектральные линии не различимы. При равных коэффициентах отражения зеркал эта точка возникает, когда ${\displaystyle R_{1}=R_{2}\approx 4.32\%}$. Следовательно, ширина линии лоренцевых линий, лежащих в основе распределения Эйри резонатора Фабри-Перо, может быть определена путем измерения распределения Эйри, следовательно, его потери в резонаторе могут быть определены спектроскопически до этой точки.

Сканирование резонатора Фабри-Перо: воздушная ширина линии и изящество

Физический смысл утонченности Эйри ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}}$ резонатора Фабри-Перо.^[8] При сканировании длины Фабри-Перо (или угла падающего света) распределения Эйри (цветные сплошные линии) создаются сигналами на отдельных частотах. Экспериментальный результат измерения представляет собой сумму индивидуальных распределений Эйри (черная пунктирная линия). Если сигналы возникают на частотах ${\displaystyle \nu _{m}=\nu _{q}+m\Delta \nu _{\rm {Airy}}}$, куда ${\displaystyle m}$ целое число, начинающееся с ${\displaystyle q}$, распределения Эйри на соседних частотах отделены друг от друга шириной линии ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}}$, тем самым выполняя критерий Тейлора для спектроскопического разрешения двух соседних пиков. Максимальное количество сигналов, которые можно разрешить, составляет ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}}$. Поскольку в этом конкретном примере отражательная способность ${\displaystyle R_{1}=R_{2}=0.59928}$ были выбраны так, что ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}=6}$ целое число, сигнал для ${\displaystyle m={\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}}$ на частоте ${\displaystyle \nu _{q}+{\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}\Delta \nu _{\rm {Airy}}=\nu _{q}+\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$ совпадает с сигналом для ${\displaystyle m=q}$ в ${\displaystyle \nu _{q}}$. В этом примере максимум ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}=6}$ пики могут быть разрешены при применении критерия Тейлора.

Пример резонатора Фабри-Перо с частотно-зависимой отражательной способностью зеркала (вверху) и результирующими профилями искаженных мод (внизу) ${\displaystyle \gamma _{q,{\rm {trans}}}^{\prime }}$ режимов с индексами ${\displaystyle q=2000,2001,2002}$, сумма 6 миллионов профилей мод (розовые точки, отображаются только для нескольких частот) и распределение Эйри ${\displaystyle A_{\rm {trans}}^{\prime }}$.^[8] Вертикальные пунктирные линии обозначают максимум кривой отражательной способности (черный) и резонансные частоты отдельных мод (цветные).

Когда резонатор Фабри-Перо используется в качестве сканирующего интерферометра, т. Е. При различной длине резонатора (или угле падения), можно спектроскопически различать спектральные линии на разных частотах в пределах одного свободного спектрального диапазона. Несколько дистрибутивов Эйри ${\displaystyle A_{\rm {trans}}^{\prime }(\nu )}$, каждая из которых создается отдельной спектральной линией, должна быть разрешена. Следовательно, распределение Эйри становится базовой функцией, и измерение дает сумму распределений Эйри. Параметры, которые правильно определяют эту ситуацию, - это ширина линии Эйри. ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}}$ и воздушное изящество ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}}$. Ширина линии FWHM ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}}$ распределения Эйри ${\displaystyle A_{\rm {trans}}^{\prime }(\nu )}$ является^[8]

${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}=\Delta \nu _{\rm {FSR}}{\frac {2}{\pi }}\arcsin \left({\frac {1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}{2{\sqrt[{4}]{R_{1}R_{2}}}}}\right).}$

Воздушная ширина линии ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}}$ отображается как зеленая кривая на рисунке «Лоренцевская ширина линии и четкость в зависимости от ширины линии Эри и четкости резонатора Фабри-Перо».

Идея определения ширины линии пиков Эйри как FWHM разрушается на ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}=\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$ (сплошная красная линия на рисунке «Распределение Эйри ${\displaystyle A_{\rm {trans}}^{\prime }}$"), потому что в этот момент ширина линии Эйри мгновенно перескакивает до бесконечного значения для ${\displaystyle \arcsin }$ функция. Для более низких значений отражательной способности ${\displaystyle R_{1}R_{2}}$ширина линии пиков Эйри на FWHM не определена. Предельный случай имеет место при

${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}=\Delta \nu _{\rm {FSR}}\Rightarrow {\frac {1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}{2{\sqrt[{4}]{R_{1}R_{2}}}}}=1\Rightarrow R_{1}R_{2}\approx 0.02944.}$

При равных коэффициентах отражения зеркал этот момент достигается, когда ${\displaystyle R_{1}=R_{2}\approx 17.2\%}$ (сплошная красная линия на рисунке «Распределение Эйри ${\displaystyle A_{\rm {trans}}^{\prime }}$").

Изящество распределения Эри резонатора Фабри-Перо, которое отображается как зеленая кривая на рисунке «Лоренцевская ширина линии и изящество в зависимости от ширины линии Эри и изящество резонатора Фабри-Перо» в прямом сравнении с лоренцевой изяществом ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{c}}$, определяется как^[8]

${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}={\frac {\Delta \nu _{\rm {FSR}}}{\Delta \nu _{\rm {Airy}}}}={\frac {\pi }{2}}\left[\arcsin \left({\frac {1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}{2{\sqrt[{4}]{R_{1}R_{2}}}}}\right)\right]^{-1}.}$

При сканировании длины резонатора Фабри-Перо (или угла падающего света) тонкость Эйри количественно определяет максимальное количество распределений Эйри, создаваемых светом на отдельных частотах. ${\displaystyle \nu _{m}}$ в свободном спектральном диапазоне резонатора Фабри-Перо, соседние пики которого могут быть однозначно различимы спектроскопически, то есть они не перекрываются на своей FWHM (см. рисунок «Физический смысл утонченности Эйри»). Это определение тонкости Эйри согласуется с критерием Тейлора разрешающей способности спектрометра. Поскольку концепция ширины линии FWHM нарушается при ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}=\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$, следовательно, тонкость Эйри определяется только до тех пор, пока ${\displaystyle {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}=1}$, см. рисунок «Лоренцевская ширина линии и точность в зависимости от ширины линии Эйри и точности резонатора Фабри-Перо».

Часто ненужное приближение ${\displaystyle \sin {(\phi )}\approx \phi }$ производится при получении от ${\displaystyle A_{\rm {trans}}^{\prime }}$ воздушная ширина линии ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}}$. В отличие от точного решения, приведенного выше, это приводит к

${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}\approx \Delta \nu _{\rm {FSR}}{\frac {1}{\pi }}{\frac {1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}{\sqrt[{4}]{R_{1}R_{2}}}}\Rightarrow {\mathcal {F}}_{\rm {Airy}}={\frac {\Delta \nu _{\rm {FSR}}}{\Delta \nu _{\rm {Airy}}}}\approx \pi {\frac {\sqrt[{4}]{R_{1}R_{2}}}{1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}}}.}$

Эта аппроксимация ширины линии Эйри, отображаемая как красная кривая на рисунке «Лоренцева ширина линии и точность в зависимости от ширины линии Эри и точности резонатора Фабри-Перо», отклоняется от правильной кривой при низких коэффициентах отражения и неправильно не выходит из строя, когда ${\displaystyle \Delta \nu _{\rm {Airy}}>\Delta \nu _{\rm {FSR}}}$. Это приближение обычно также используется для расчета точности Эйри.

Частотно-зависимые коэффициенты отражения зеркал

Более общий случай резонатора Фабри-Перо с частотно-зависимой отражательной способностью зеркал можно рассматривать с помощью тех же уравнений, что и выше, за исключением того, что время распада фотона ${\displaystyle \tau _{c}(\nu )}$ и ширина линии ${\displaystyle \Delta \nu _{c}(\nu )}$ теперь становятся локальными функциями частоты. В то время как время распада фотона по-прежнему является четко определенной величиной, ширина линии теряет свое значение, потому что она напоминает спектральную ширину полосы, значение которой теперь изменяется в пределах этой самой полосы.Также в этом случае каждое распределение Эйри представляет собой сумму всех основных профилей мод, которые могут быть сильно искажены.^[8] Пример распределения Эйри ${\displaystyle A_{\rm {trans}}^{\prime }}$ и несколько основных профилей режима ${\displaystyle \gamma _{q,{\rm {trans}}}^{\prime }(\nu )}$ приведен на рисунке «Пример резонатора Фабри-Перо с частотно-зависимой отражательной способностью зеркала».

Резонатор Фабри-Перо с собственными оптическими потерями

Собственные потери при распространении внутри резонатора можно количественно определить с помощью коэффициента потерь интенсивности ${\displaystyle \alpha _{\rm {loss}}}$ на единицу длины или, что то же самое, на собственные потери при передаче туда и обратно ${\displaystyle L_{\rm {RT}},}$ такой, что^[12]

${\displaystyle 1-L_{\rm {RT}}=e^{-\alpha _{\rm {loss}}2\ell }=e^{-t_{\rm {RT}}/\tau _{\rm {loss}}}.}$

Дополнительные потери сокращают время распада фотона. ${\displaystyle \tau _{c}}$ резонатора:^[12]

${\displaystyle {\frac {1}{\tau _{c}}}={\frac {1}{\tau _{\rm {out}}}}+{\frac {1}{\tau _{\rm {loss}}}}={\frac {-\ln {[R_{1}R_{2}(1-L_{\rm {RT}})]}}{t_{\rm {RT}}}}={\frac {-\ln {[R_{1}R_{2}]}}{t_{\rm {RT}}}}+c\alpha _{\rm {loss}}.}$

куда ${\displaystyle c}$ - скорость света в полости. Общее распределение Эйри или коэффициент усиления внутреннего резонанса ${\displaystyle A_{\rm {circ}}}$ затем получается, как указано выше, путем включения потерь на распространение через коэффициент амплитудных потерь ${\displaystyle \alpha _{\rm {loss}}/2}$:^[12]

${\displaystyle E_{\rm {circ}}=E_{\rm {laun}}+E_{\rm {RT}}=E_{\rm {laun}}+r_{1}r_{2}e^{-(\alpha _{\rm {loss}}/2)2\ell }e^{-i2\phi }E_{\rm {circ}}\Rightarrow {\frac {E_{\rm {circ}}}{E_{\rm {laun}}}}={\frac {1}{1-r_{1}r_{2}e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }e^{-i2\phi }}}\Rightarrow }$

${\displaystyle A_{\rm {circ}}={\frac {I_{\rm {circ}}}{I_{\rm {laun}}}}={\frac {\left|E_{\rm {circ}}\right|^{2}}{\left|E_{\rm {laun}}\right|^{2}}}={\frac {1}{\left|1-r_{1}r_{2}e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }e^{-i2\phi }\right|^{2}}}={\frac {1}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }\sin ^{2}(\phi )}}.}$

Затем можно получить другие распределения Эйри, как указано выше, с дополнительным учетом потерь при распространении. В частности, передаточная функция с потерями принимает вид^[12]

${\displaystyle A_{\text{trans}}^{\prime }={\frac {I_{\rm {trans}}}{I_{\rm {inc}}}}=(1-R_{1})(1-R_{2})e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }A_{\rm {circ}}={\frac {(1-R_{1})(1-R_{2})e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }}{\left({1-{\sqrt {R_{1}R_{2}}}e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }}\right)^{2}+4{\sqrt {R_{1}R_{2}}}e^{-\alpha _{\rm {loss}}\ell }\sin ^{2}(\phi )}}.}$

Описание резонатора Фабри-Перо в пространстве длин волн

Эталон Фабри – Перо. Свет попадает на эталон и подвергается множественным внутренним отражениям.

Зависимость пропускания эталона от длины волны. Эталон высокого качества (красная линия) показывает более острые пики и более низкие минимумы пропускания, чем эталон низкого качества (синий).

Утонченность как функция отражательной способности. Очень высокие показатели тонкости требуют зеркал с высокой отражающей способностью.

Воспроизвести медиа

Переходный анализ кремния (п = 3.4) Эталон Фабри – Перо при нормальном падении. Верхняя анимация предназначена для толщины эталона, выбранной для максимальной передачи, а нижняя анимация - для толщины, выбранной для обеспечения минимальной передачи.

Воспроизвести медиа

Переходный процесс ложного цвета для диэлектрической пластины с высоким показателем преломления в воздухе. Толщина / частоты были выбраны таким образом, чтобы красный (вверху) и синий (внизу) имел максимальную передачу, а зеленый (посередине) - минимальную передачу.

Различная передаточная функция эталона вызвана вмешательство между множественными отражениями света между двумя отражающими поверхностями. Конструктивная интерференция возникает, если передаваемые лучи находятся в фаза, что соответствует высокопрозрачному пику эталона. Если передаваемые лучи не совпадают по фазе, возникают деструктивные помехи, что соответствует минимуму передачи. Находятся ли многократно отраженные лучи в фазе или нет, зависит от длины волны (λ) света (в вакууме), угла, под которым свет проходит через эталон (θ), толщины эталона (ℓ) и показатель преломления материала между отражающими поверхностями (п).

Разность фаз между каждой последовательной передаваемой парой (т. Е. T₂ и т₁ на диаграмме) определяется выражением^[13]

${\displaystyle \delta =\left({\frac {2\pi }{\lambda }}\right)2n\ell \cos \theta .}$

Если обе поверхности имеют отражательная способность р, то функция пропускания эталона дается выражением

${\displaystyle T_{e}={\frac {(1-R)^{2}}{1-2R\cos \delta +R^{2}}}={\frac {1}{1+F\sin ^{2}\left({\frac {\delta }{2}}\right)}},}$

куда

${\displaystyle F={\frac {4R}{(1-R)^{2}}}}$

это коэффициент ловкости.

Максимальная передача (${\displaystyle T_{e}=1}$) происходит, когда длина оптического пути разница (${\displaystyle 2nl\cos \theta }$) между каждым переданным лучом является целым кратным длине волны. В отсутствие поглощения коэффициент отражения эталона р_е является дополнением к коэффициенту пропускания, так что ${\displaystyle T_{e}+R_{e}=1}$. Максимальный коэффициент отражения определяется выражением

${\displaystyle R_{\max }=1-{\frac {1}{1+F}}={\frac {4R}{(1+R)^{2}}},}$

и это происходит, когда разница в длине пути равна половине нечетной кратной длины волны.

Разделение длин волн между соседними пиками пропускания называется свободный спектральный диапазон (FSR) эталона Δλ и определяется как:

${\displaystyle \Delta \lambda ={\frac {\lambda _{0}^{2}}{2n_{\mathrm {g} }\ell \cos \theta +\lambda _{0}}}\approx {\frac {\lambda _{0}^{2}}{2n_{\mathrm {g} }\ell \cos \theta }},}$

где λ₀ - центральная длина волны ближайшего пика пропускания и ${\displaystyle n_{\mathrm {g} }}$ это групповой показатель преломления.^[14] FSR связан с полувысотой полной ширины, δλ, любой полосы передачи величиной, известной как ловкость:

${\displaystyle {\mathcal {F}}={\frac {\Delta \lambda }{\delta \lambda }}={\frac {\pi }{2\arcsin \left({\frac {1}{\sqrt {F}}}\right)}}.}$

Обычно это приблизительно (для р > 0,5) на

${\displaystyle {\mathcal {F}}\approx {\frac {\pi {\sqrt {F}}}{2}}={\frac {\pi R^{\frac {1}{2}}}{1-R}}.}$

Если два зеркала не равны, изящество становится

${\displaystyle {\mathcal {F}}\approx {\frac {\pi \left(R_{1}R_{2}\right)^{\frac {1}{4}}}{1-\left(R_{1}R_{2}\right)^{\frac {1}{2}}}}.}$

Эталоны с высокой точностью показывают более резкие пики передачи с более низкими минимальными коэффициентами передачи. В случае наклонного падения точность будет зависеть от состояния поляризации луча, так как значение р, предоставленный Уравнения Френеля, вообще говоря, различны для p- и s-поляризаций.

На схеме справа показаны две балки, одна из которых (T₀) передается через эталон, а другой из которых (T₁) перед передачей дважды отражается. При каждом отражении амплитуда уменьшается на ${\displaystyle {\sqrt {R}}}$, а при каждой передаче через интерфейс амплитуда уменьшается на ${\displaystyle {\sqrt {T}}}$. Предполагая отсутствие абсорбции, сохранение энергии требует Т + р = 1. В выводе ниже п - показатель преломления внутри эталона, а п₀ это что вне эталона. Предполагается, что п > п₀. Амплитуда падающего излучения в точке а принимается равной единице, и фазоры используются для представления амплитуды излучения. Тогда передаваемая амплитуда в точке b будет

${\displaystyle t_{0}=T\,e^{ik\ell /\cos \theta },}$

куда ${\displaystyle k=2\pi n/\lambda }$ - волновое число внутри эталона, λ - длина волны вакуума. В точке c передаваемая амплитуда будет равна

${\displaystyle t'_{1}=TR\,e^{3ik\ell /\cos \theta }.}$

Общая амплитуда обоих лучей будет суммой амплитуд двух лучей, измеренных вдоль линии, перпендикулярной направлению луча. Амплитуда т₀ в точке b поэтому может быть добавлен к т'₁ задерживается по фазе на величину ${\displaystyle k_{0}\ell _{0}}$, куда ${\displaystyle k_{0}=2\pi n_{0}/\lambda }$ - волновое число вне эталона. Таким образом

${\displaystyle t_{1}=TR\,e^{\left(3ik\ell /\cos \theta \right)-ik_{0}\ell _{0}},}$

где ℓ₀ является

${\displaystyle \ell _{0}=2\ell \tan \theta \sin \theta _{0}.}$

Разность фаз между двумя лучами равна

${\displaystyle \delta ={2k\ell \over \cos \theta }-k_{0}\ell _{0}.}$

Отношения между θ и θ₀ дан кем-то Закон Снеллиуса:

${\displaystyle n\sin \theta =n_{0}\sin \theta _{0},}$

так что разность фаз можно записать как

${\displaystyle \delta =2k\ell \,\cos \theta .}$

С точностью до постоянного мультипликативного фазового множителя амплитуда м-й переданный луч можно записать как

${\displaystyle t_{m}=TR^{m}e^{im\delta }.}$

Полная передаваемая амплитуда - это сумма амплитуд всех отдельных лучей:

${\displaystyle t=\sum _{m=0}^{\infty }t_{m}=T\sum _{m=0}^{\infty }R^{m}\,e^{im\delta }.}$

Сериал представляет собой геометрическая серия, сумма которых может быть выражена аналитически. Амплитуду можно переписать как

${\displaystyle t={\frac {T}{1-Re^{i\delta }}}.}$

Интенсивность луча будет просто т раз его комплексно сопряженный. Поскольку предполагалось, что падающий луч имеет интенсивность, равную единице, это также даст функцию пропускания:

${\displaystyle T_{e}=tt^{*}={\frac {T^{2}}{1+R^{2}-2R\cos \delta }}.}$

Для асимметричного резонатора, то есть с двумя разными зеркалами, общий вид функции пропускания имеет вид

${\displaystyle T_{e}={\frac {T_{1}T_{2}}{1+R_{1}R_{2}-2{\sqrt {R_{1}R_{2}}}\cos \delta }}.}$

Интерферометр Фабри – Перо отличается от эталона Фабри – Перо тем, что расстояние ℓ между пластинами можно настраивать, чтобы изменять длины волн, на которых возникают пики пропускания в интерферометре. Из-за угловой зависимости пропускания пики также могут быть смещены путем вращения эталона относительно луча.

Другое выражение для функции пропускания уже было получено при описании в частотном пространстве как бесконечная сумма всех профилей продольных мод. Определение ${\displaystyle \gamma =\ln \left({\frac {1}{R}}\right)}$ вышеприведенное выражение можно записать как

${\displaystyle T_{e}={\frac {T^{2}}{1-R^{2}}}\left({\frac {\sinh \gamma }{\cosh \gamma -\cos \delta }}\right).}$

Второй член пропорционален упакованное лоренцево распределение так что передаточную функцию можно записать как серию Лоренцевы функции:

${\displaystyle T_{e}={\frac {2\pi \,T^{2}}{1-R^{2}}}\,\sum _{\ell =-\infty }^{\infty }L(\delta -2\pi \ell ;\gamma ),}$

куда

${\displaystyle L(x;\gamma )={\frac {\gamma }{\pi \left(x^{2}+\gamma ^{2}\right)}}.}$

Смотрите также

• Интерферометр Люммера – Герке
• Эталон Жира – Турнуа
• Атомарный линейный фильтр
• СТРЕЛКА волновод
• Распределенный брэгговский отражатель
• Волоконная решетка Брэгга
• Оптический микрополость
• Тонкопленочная интерференция
• Ширина лазерной линии

Примечания

1. В научных публикациях Перо часто писал свое имя с акцентом - Pérot -, поэтому название интерферометра обычно пишется с ударением. Метивье, Франсуаза (сентябрь – октябрь 2006 г.). "Жан-Батист Альфред Перо" (PDF). Фотоники (на французском языке) (25). Архивировано из оригинал (PDF) на 2007-11-10. Получено 2007-10-02. Страница 2: "Перо или Перо?"
2. Фабри, К; Перо, А (1899). "Теория и приложения нового метода интерференционной спектроскопии". Анна. Чим. Phys. 16 (7).
3. Перо, А; Фабри, С. (1899). «О применении интерференционных явлений к решению различных задач спектроскопии и метрологии». Астрофизический журнал. 9: 87. Bibcode:1899ApJ ..... 9 ... 87P. Дои:10.1086/140557.
4. Оксфордский словарь английского языка
5. Уильямс, Бенджамин С. (2007). «Терагерцовые квантово-каскадные лазеры» (PDF). Природа Фотоника. 1 (9): 517–525. Bibcode:2007НаФо ... 1..517Вт. Дои:10.1038 / nphoton.2007.166. HDL:1721.1/17012. ISSN  1749-4885. S2CID  29073195.
6. Мукунт, Васудеван (15 декабря 2016 г.). "В метановом приборе миссии ISRO Mars Orbiter есть сбой". Провод. Получено 2019-12-21.
7. Клотц, Ирэн (2016-12-07). "У индийского орбитального аппарата" Марс "есть проблема с метаном". Seeker.com. Получено 2019-12-21.
8. Исмаил, Н .; Kores, C.C .; Гескус, Д .; Полльнау, М. (2016). «Резонатор Фабри-Перо: формы спектральных линий, общие и связанные с ними распределения Эри, ширина линий, тонкость и характеристики при низкой или частотно-зависимой отражательной способности». Оптика Экспресс. 24 (15): 16366–16389. Bibcode:2016OExpr..2416366I. Дои:10.1364 / OE.24.016366. PMID  27464090.
9. Полльнау, М. (2018). «Встречные моды в резонаторе типа Фабри-Перо». Письма об оптике. 43 (20): 5033–5036. Bibcode:2018OptL ... 43.5033P. Дои:10.1364 / OL.43.005033. PMID  30320811.
10. А. Э. Сигман, "Лазеры", University Science Books, Милл-Вэлли, Калифорния, 1986, гл. 11.3, стр. 413-428.
11. О. Свелто, "Принципы лазеров", 5-е изд., Спрингер, Нью-Йорк, 2010, гл. 4.5.1, стр. 142-146.
12. Pollnau, M .; Эйххорн, М. (2020). «Спектральная когерентность, часть I: ширина линии пассивного резонатора, основная ширина линии лазера и приближение Шавлова-Таунса». Прогресс в квантовой электронике. 72: 100255. Дои:10.1016 / j.pquantelec.2020.100255.
13. Lipson, S.G .; Lipson, H .; Тангейзер, Д. С. (1995). Оптическая физика (3-е изд.). Лондон: Cambridge U. P., стр.248. ISBN  0-521-06926-2.
14. Coldren, L.A .; Corzine, S.W .; Машанович, М. Л. (2012). Диодные лазеры и фотонные интегральные схемы (2-е изд.). Хобокен, Нью-Джерси: Wiley. п. 58. ISBN  978-0-470-48412-8.

Рекомендации

• Эрнандес, Г. (1986). Интерферометры Фабри – Перо. Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN  0-521-32238-3.

внешняя ссылка

• Продвинутый дизайн эталонов - корпорацией Precision Photonics