ЛЕКЦИЯ 11. НУЛЬ-ЭЛЛИПСОМЕТРЫ И ИХ АВТОМАТИЗАЦИЯ 3 страница

Рисунок 15–1. Оптическая схема интерферометра Майкельсона (ИМ).

Светоделитель С3 делит падающий на него поток волн на два пучка: один отражаемый под углом в 90° к оси падающего потока волн и посылаемый на отражатель – плоское зеркало М4-1, плоскость которого перпендикулярна оси пучка, и другой пропускаемый в направлении падающего на светодели-тель С3 потока волн к отражателю М4-2 – зеркалу, идентичному М4-1. Эти зеркала возвращают падающие на них потоки волн обратно на светоделитель С3, который расщепляет их повторно ещё раз на два пучка так, что пучки возвращаются частично к источнику S1 и уносят связанную с ними инфор-мацию, а частично направляются под углом 90° к оси исходного потока волн, поступающего на светоделитель С3 от источника S1, к фотоприёмнику D5 электромагнитных волн. Части интерферометра, в которых распространяются после светоделения пучки излучения, называются плечами по аналогии с плечами балансного мостика Уинтстона в практике электрических измерений. Пучки волн при распространении в различных плечах интерферометра приобретают в общем случае различные фазы из-за различия Z в оптических путях для пучков волн. На светоделителе С3 пучки волн смешиваются и в силу своей когерентности интерферируют. Интерференционная картина в любой плоскости наблюдения, которая перпендикулярна оси интерферирующих пучков в направлении распространения к фотоприёмнику D5, равноценна картине интерференции от двух (мнимых для данной эквивалентной оптической схемы прибора на рисунке 15–3) когерентных источников S¢₁ и S¢₂ плоских волн, смещённых на расстояние Z относительно друг друга.

Классический вариант двулучевого интерферометра Маха-Цандера-Рож-дественского (далее просто Рождественского) (ИМЦР) (рисунок 15–2) вклю-чает в себя источник света S1, плоский поток волн от которого формируется линзой L2-1 и далее разделяется светоделителем С3-1 на два пучка, при этом светоделительная плоскость bb светоделителя С3-1 наклонена под углом 45° к оси падающего на него потока волн,. Один пучок отражается под углом в 90° к оси падающего потока волн и посылается на отражатель – плоское зеркало М4-1, плоскость которого составляет угол в 45° к оси пучка; другой пропускается в направлении падающего на светоделитель С3-1 потока волн к отражателю М4-2 – зеркалу, идентичному зеркалу М4-1 и установленному

своей плоскостью параллельно плоскости зеркала М4-1 под углом 45° к оси падающего на него потока волн. Эти зеркала, отклоняя на 90° падающие на них потоки волн, посылают их на другой светоделитель С3-2, идентичный

Рисунок 15–2. Оптическая схема интерферометра Маха-Цандера- . Рождественского (ИМЦР).

Рисунок 15–3. Эквивалентная оптическая схема расположения мнимых

источников света S¢₁ и S¢₂ в двулучевых интерферометрах.

светоделителю С3-1 на входе интерферометра, причём плоскости свето-деления bb у них строго параллельны друг другу. Светоделитель С3-2 на выходе интерферометра расщепляет падающие на него пучки волн повтор-но ещё раз на два пучка так, что эти пучки частично отражаются соответ-ственно и пропускаются, направляясь линзой L2-2а к фотоприёмнику D5-1 (при этом другая часть соответственно пропускается и отражается под углом 90° к направлению распространения первой пары пучков волн, поступающих на фотоприёмник D5-1, направляясь линзой L2-2б к фотоприёмнику D5-2). Пучки волн, поступающие на фотоприёмники D5-1 и D5-2 (рисунок 15–1), при распространении в различных плечах интерферометра приобретают в общем случае различные фазы из-за различия Z в оптических путях для пучков волн (рисунок 15–3). Разница Z в оптических путях для пучков волн вызывается, например, если в плечах интерферометра помещают пластинки вещества Р1 и Р2. За светоделителем С3-2 пучки волн, проходящие к фотоприёмникам D5-1 и D5-2, смешиваются и в силу их когерентности соответственно интерферируют. Интерференционная картина в плоскости входа в фотоприёмники D5-1 и D5-2, равноценна интерференционной картине, наблюдаемой в интерферометре Майкельсона (рисунок 15–3).

Фотоприёмник D5 (рисунки 15-1÷15-3) регистрирует интенсивность I_Ds световой волны, пропорциональную произведению комплексно сопряжённых значений электрического вектора Е^*_els и Е^*_e2s монохроматических пучков волн с волновым числом s, распространяюшихся в различных плечах 1 и 2 интерферометра, при этом интенсивность I_Ds интерференционной картины на выходе световых пучков из интерферометра:

I_D = K_D(Е^*_elЕ_e2) (15.1)

где K_D – множитель, описывающий вольт-ваттную (динамическую) чувстви-тельность фотоприёмника (эффективность приёма интенсивности света), зависящую от принципа работы фотоприёмника, волнового числа s = (1/l) света и от распределения плотности потока энергии по сечению пучка света.

Обратимся к анализу возможностей двулучевой интерференции света применительно к изучению спектральных явлений в широком диапазоне волновых чисел s (частот n или длин волн l) электромагнитного излучения. Учтя соотношение (15.1), отражающее реакцию фотоприёмника на действие

монохроматического потока света с волновым числом s, и производя нужные

математические преобразования, получаем сигнал I_sD на фотоприёмник D как результат интерференции световых пучков волн плечах 1 и 2 интерферо-метра с волновым числом s:

I_D = WI_sB_sK_Ds[1 + cos (2psZ)] (15.2)

Здесь W – относительная (то есть в единицах полного телесного угла 4p) входная апертура на входе интерферометра; I_s – спектральная интенсивность потока излучения с волновым числом s; B_s – спектральная эффективность светоделителя в интерферометре потока волн с волновым числом s, падающего на него, причём светоделитель ведёт себя подобно низкодобротному объёмному резонатору Фабри-Перо; K_Ds – спектральная вольт-ваттная чув-ствительность фотоприёмника при воздействии на него потока излучения с волновым числом s; Z – разность оптических путей, приобретённая интерферирующими пучками при их распространеии в плечах интерферо-метра. К слову, мы использовали интерферометр Майкельсона при исследованиях по спектральной радиометрии и интерферометрии как в субмилли-метровом (терагерцовом), так и в дальнем инфракрасном (ДИК) диапазонах электромагнитных волн (волновые числа s ~ 1¸100 см^–1 и s ~10²¸10⁴ см^–1; длины волн l ~ 1,0¸0,01 см и l ~ 100¸1 мкм). Так, для него можно использовать в качестве светоделителя плёнку майлара, обладающего достаточно высоким показателем преломления, а также прозрачные кристаллы щелоч-ных галогенидов. Толщина плёнки майлара выбирается так, чтобы первый минимум интерференционной картины для пропускания плёнки, работающей подобно низкодобротному эталону Фабри-Перо, соответствовал бы макси-мальному волновому числу s_макс излучения, регистрируемого используемым фотоприёмником. Майлар как материала для изготовления светоделителя субмиллиметрового и ДИК излучения удобен тем, что обладает полезным практическим свойством: если плёнку майлара натянуть на каркас, а затем прогреть в течение нескольких часов при температуре 130¸160°С, то в плёнке произойдёт кристаллизация, которая способствует выравниванию механических натяжений в плёнке и, следовательно, выравниванию её поверхности. Плёнка становится натянутой как перепонка барабана. Для расширения рабочей области эффективности светоделителя нужны плёнки с высоким показателем преломления n; в ряде случаев напыление плёнки германия с n = 4 решает проблему эффективности светоделителей.

Соотношение (15.2) для интенсивности измеряемого фотоприёмником по-тока электромагнитного волн отвечает регистрации электрического сигнала на выходе приёмно-усилительной системы прибора при использовании так называемой амплитудной модуляции потока излучения, когда поток излуче-ния периодически с некоторой частотой модуляции W прерывается на неко-торое время и на фотоприёмник поступает только фоновое электромагнит-ное излучение. Прерывание потока излучения можно осуществлять с помо-щью как механических прерывателей (обтюраторов) в виде вращающихся дисков с отверстиями, расположенных, как правило, по периферии диска, так и электрических модуляторов за счёт использования электрооптических свойств ряда кристаллов; частоты модуляций W в случае маханических модуляторов могут быть порядка единиц 10³ Гц, а для электрооптических модуляторов – 10⁷ Гц. При модуляции потока света должна быть организована регистрация переменного электрического сигнала, поступающего на вход приёмно-регистрирующей системы прибора, синхронно в такт прерыва-ниям потока волн. Эта процедура выполняется специальным фазочувствите-льным устройством, называемым синхронным детектором (синхродетекто-ром); причём на пару входов этого фазочувствительного устройства поступают электрические сигналы: одни поступают с выхода фотоприёмника через приёмно-усилительную систему, резонансный контур усилительной части которой настраивается на частоту модуляции потока волн, другие – с выхода специальной системы формирования опорного электрического сигнала на частоте модуляции потока волн. Она выполняется как парное устройство, состоящее из лампочки накаливания и фотоприёмника (фотодиода или фоторезистора), при этом прерывающийся световой поток от лампочки создаёт на фотоприёмнике переменное напряжение с частотой, равной частоте модуляции W потока волн. С выхода синхродетектора снимается постоянное (с точки зрения высокочастотных колебаний регистрируемого потока света) электрическое напряжение, описываемое соотношением (15.2) и определяемое амплитудами и разностью фаз интерферирующих пучков света, поступающих на фотоприёмник из разных плеч интерферометра.

Недостатком измерений интенсивности потоков излучения с помощью амплитудной модуляции является постоянный фон, задаваемый единичным слагаемым в формуле (15.2). Это ограничивает динамический диапазон N_дин установки. Одним из эффективных способов расширения динамического диа-пазона её приёмно-усилительной и регистрирующей части оказывается фазо-вая модуляция потока света при беге его в интерферометре, причём модули-руется фаза потока излучения в каком-то одном из плеч интерферометра. Фазовая модуляция в интерферометре Майкельсона осуществляется за счёт колебательного движения одного так называемого неподвижного зеркала при возможности поступательного движения другого так называемого подвижного зеркала. В нашем случае фазовая модуляция осуществлялась колебаниями «неподвижного» зеркала с помощью электродинамика с постоянным магнитом. Зеркала из дюралюминия имело диаметр F = 60 мм. Катушка, жёстко связанная с ним, находилась в кольцевом зазоре постоянного магнита и питалась переменным током от звукового генератора. Ток катушки, взаимодействуя с полем магнита, вызывал синхронное периодическое движение катушки и зеркала. Опорное напряжение, подаваемое на синхродетектор, снималось с резистора, включённого последовательно с катушкой в цепь её питания переменным током. Частота модуляции W и амплитуда модуляции А_W колебаний зеркала регулировались в широких пределах изменением частоты переменного тока и амплитуды напряжения на звуковом генераторе. Контроль колебаний выполнялся по величине э.д.с., наводимой в дополни-тельной катушке на зеркале. При согласованной со звуковым генератором входной нагрузке зеркало имело амплитуду колебаний А_W = 100 мкм на частоте W = 200 Гц; с ростом частоты модуляции до W = 1 кГц эта амплитуда уменьшалась до А_W = 10 мкм. Разность оптических путей Z для интерферирующих на выходе интерферометра пучков света при его фазовой (ф) модуляции:

Z = Z_o(t) + А_Wsin(2pWt) (15.3)

где Z_o(t) – меняющаяся закономерно разность оптических путей пучков. . . Выходное напряжение I_Dф, обязанное интерференции пучков света на входе фотоприёмника и определяемое соотношением (15.2), при использо-вании фазовой модуляции (ф) потока света принимает соответственно вид:

I_Dф = WI_sB_sK_sD{1 + cos [2psZ_o(t) + 2psА_Wsin(2pWt)]} (15.4)

Выходное напряжение I_Dф на фотоприёмнике (15.4) разлагается по функ-циям Бесселя J_n целого порядка n (n = 0, ±1, ±2, …) при амплитуде a_m моду-ляции фазы a сигнала:

a_m = (2psА_W) = (2pА_W /l) (15.5)

и I_Dф = 2 I_D0 + I_D0Σ_n=1,2,[J_2n(a_m) + J_-2n(a_m)]cos[2psZ_o(t)]cos(2pnWt)

- I_D0Σ_n=±1,±2,[J_(2n+1)(a_m)]sin[2psZ_o(t)]sin[2p(2n+1)Wt] (15.6)

где J_n(a_m) – функция Бесселя целого порядка n (n = 0, ±1, ±2, …).

Обычно приёмно-усилительная система установки при использовании

синхродетектирования настраивается на первую гармонику n = ±1 по частоте модуляции W:

I_DфW = -I_D0 [J₁(a_m) - J_-1(a_m)]sin [2psZ_o(t)] (15.7)

При малой глубине фазовой модуляции (a_m<< 1) функции Бесселя J₁(a_m) и

[- J_-1(a_m)] первого целого порядка n = ±1 равны половине значения своего аргумента, так что:

[J₁(a_m) - J_-1(a_m)] = a_m (15.8)

Применяя фазовую модуляцию потока волн при малой глубине модуляции

(a_m<< 1) и синхродетектирование к сигналу с фотоприёмника, получаем

полезный сигнал I_DфW:

I_DфW = -(I_D0 a_m)sin[2psZ_o(t)] (15.9).

ЛЕКЦИЯ 16.ИНТЕРФЕРОГРАММЫ И ИХ ОБРАТНОЕ

ФУРЬЕ-ПРЕОБРАЗОВАНИЕ. ТЕОРЕМА КОТЕЛЬНИКОВА.

Пусть на вход двулучевого интерферометра, для определённости интерферометра Майкельсона, поступает плоский поток волн от широко-полосного источника S светового излучения, в спектре которого присутствуют гармонические компоненты с любым волновым числом s (с любой частотой ν) в рабочей полосе интерферометра Ds от s_мин до s_макс (Dν от ν_мин до ν_макс) и спектральной плотностью интенсивности I_s (или I_ν). Тогда сигнал I_Dф на фотоприёмнике есть фурье-свёртка потока волн – фурье-преобразование или, проще говоря, интегральная сумма вкладов от всех гармонических компонент I_s (или I_ν) с волновым числом s (частотой ν). А регистрируемый электрический сигнал I_Dф[Z_o(t)] – функция разности Z_o(t) оптических путей интерферирующих пучков; эта функциональная зависи-мость электрического сигнала I_Dф[Z_o(t)] от разности Z_o(t) оптических путей и есть интерферограмма, которая согласно теории фурье-преобразования имеет вид:

I_Dф[Z_o(t)] = -_-∞∫^+∞ I_sА_sa_msin[2psZ_o(t)]ds (16.1)

при использовании фазовой модуляции потока света, описываемой, как известно, соотношением вида:

Z = Z_o(t) + а_Wsin(2pWt) (16.2)

Здесь в соотношении (16.1) специально выделена собственно спектральная аппаратная функция А_s интерферометра, определяемая произведением аппаратных функций А_sj каждого j-го из оптических элементов, с которыми взаимодействуют пучки света на своём пути от источника света S до фото-приёмника D:

А_s = WI_sB_sK_sD(2psа_W) (16.3)

Соотношения (16.1) и (16.3) составляют основу фурье-спектрометрии (фурье-спектроскопии). Названием она обязана Ж. Б. Фурье (1768–1830), всесторонне раскрывшему в своей книге (1822 г.) основы анализа, назван-ного потом фурье-анализом или гармоническим анализом. Этот метод в наше время превратился благодаря огромным возможностям вычислительной техники в мощное и точное средство изучения временных, частотных и пространственных характеристик самых разнообразных физических систем.

Применяя обратное преобразование Фурье F^-1{I_Dф} к интерферограмме: .

. I_Dф[Z_o(t)] = -_-∞∫^+∞ I_sА_sa_msin[2psZ_o(t)]ds (16.4)

получаем спектр I_Dфs потока света на фотоприёмнике:

I_Dфs = F^-1{I_Dф}ºIm{_-∞ò^+∞[I_Dфexp(i2psZ_o(t))]dZ_o(t)} (16.5)

где ImF* означает взятие мнимой части комплексной величины F*,

определяемой соотношием:

F* = (Re F*) + i (ImF*) (i² = -1) (16.6)

Сканирование во времени t разности оптических путей Z_o(t) для интерфе-рирующих пучков света в двулучевых интерферометрах Майкельсона или Маха-Цандера-Рлождественского выполняют по-разному: смещая подвижное зеркало равномерно с постоянной линейной скоростью v_о, дискретно шагами DZ_o(t) или в режиме колебаний. Сканирование с постоянной скоростью v_о переводит оптические волновые числа s = сn (с – скорость света в вакууме) колебаний электрического вектора в потоке света в частоты f электрических колебаний звукового диапазона. При сканировании оптической разности хода DZ_o(t) интерферирующих пучков со скоростью v_о фаза Dj = 2psZ_o(t) электрического сигнала на выходе фотоприёмника нарастает линейно во времени t:

Dj = 2psZ_o(t) = 2psv_ot (16.7).

и получается частота f фурье-кодирования: f = sv_o (16.8)

причём для s = 10⁴ см^-1 и v_o = 10 (см/с) имеем f = 100 кГц.

Различение спектральных компонент с волновыми числами s₁ и s₂ при до-статочно большой величине сканирования оптической разности хода DZ_o(t) интерферирующих пучков связана, во-первых, с тем, что каждая гармониче-ская компонента имеет свою фазу Dj_s в согласии с соотношением (18.6) и, во-вторых, соседние максимумы для гармонической компопенты с волновым числом s₁ пока ещё смещены относительно минимума для компоненты с волновым числом s₂. Если же рабочая полоса интерферометра Ds от s_мин до s_макс непрерывно заполняется гармоническими компонентами с волновыми числами s в этой полосе Ds волновых чисел s, то исчезает какая-либо наблюдаемая в опыте видимость интерференционного поведения сигнала.

Минимальная разность ds = |s₂-s₁| волновых чисел s₂ и s₁ гармонических компонент потока света, для которых при достаточно большой оптической разности хода Z_o(t) интерферирующих пучков наблюдается соответственное совмещение максимума и минимума сигнала, приводит к разности фаз Dj_s, равной p:

Dj_s = 2pdsZ_o = p (16.8)

и важному для фурье-спектрометрии соотношению для абсолютного спект-рального разрешения метода ds (в см^–1):

ds = (1/2Z_oмакс) (16.9)

Здесь Z_oмакс – максимальная величина сканируемой во времени t оптиче-ской разности хода Z_o(t) интерферирующих пучков, которая реализуется при осуществлении спектральных измерений.

Потоки волн в фурье-спектроскопии регистрируются в конечных преде-лах сканирования Z_o(t) оптической разности хода интерферирующих пучков в интерферометре, определяемых максимальной величиной Z_oмакс, задающей спектральное разрешение метода ds (в см^–1) согласно соотношению (16.9).

Но реально спектр ограничен по волновому числу s некоторой его макси-мальной величиной s_макс (s £ s_макс), которая определяется целым рядом обстоятельств осуществления эксперимента, в частности и прежде всего конечной полосой спектральной чувствительности используемых фото-приёников и резонансным характером оптических характеристик свето-разделения световых потоков используемых светоделителей потоков свето-вого излучения, действующих как низкодобротные оптические резонаторы. Спектр сигнала I_Dфs является при этом по сути дела фурье-преобразованием F^-1{I_Dф} на основе применения обратного фурье-преобразовния к интерферо-грамме I_Dф[Z_o(t)], получаемой при конечных пределах сканирования во времени оптической разности хода Z_o(t)] интерферирующих пучков:

I_Dф[Z_o(t)] = -_-∞∫^+∞ I_sА_sa_msin[2psZ_o(t)]ds (16.11)

Подчеркнём, что спектр I_Dфs получается при конечной ширине s_макс спектра излучения и конечных пределах Z_oмакс сканирования оптической разности хода интерферирующих пучков. Условия эксперимента связывают комплексный спектр I*_Dфs света при фазовой модуляции потока волн с интерферограммой I_Dф[Z_o(t)] (Z_o(t) £ Z_oмакс) обратным комплексным фурье-преобразованием F^-1{I_Dф}:

I*_Dфs = F^-1{I_Dф}= {_-Zoмаксò^+Zoмакс[I_Dфexp(i2psZ_o(t))]dZ_o(t)} (16.12)

Реальный спектр I*_Dфs, ограниченный по волновым числам, удовлетворяет

условиям теоремы отсчётов Котельникова. Поэтому получаемые интеграль-ные соотношения, которые описываются преобразованием Фурье, можно заменить дискретной суммой, если брать значения интерферограммы I_Dфk в дискретных точках отсчётов разности оптического хода Z_ok(t) = k×dZ_o, раздвинутых на его разрешаемую dZ_o разность:

dZ_o = (1/2s_макс) (16.13)

Здесь число N_s точек отсчётов в спектре волновых чисел s_q равно числу N_Z точек отсчётов разности оптического хода Z_op в интерферограмме I_Dфk. Спектр сигнала I*_Dфsq в дискретных точках волновых чисел s_q вычисляется с помощью мощного быстродействующего компьютера по формуле дискрет-ного обратного фурье-преобразования:

I*_Dфsq ≡ F^-1{I_Dфk} = Σ_k I_Dфkexp(i2ps_qdZ_ok)] (- N_Z £ k £ +N_Z) (16.14)

Таким образом, фурье-спектрометр при любой его функционально-конструктивной реализации позволяет измерить в ходе одного эксперимента весь спектр потока светового излучения, падающего на фотоприёмник, одно-временно для всех частот, испускаемых источником широкополосного света, и такие измерения выполняются с достаточно высоким спектральным разрешением ds = (1/2Z_oмакс) и достаточным быстродействием.

Весьма важным для практики спектральных измерений оказывается вопрос о калибровке используемой при измерениях спектральной шкалы волновых чисел. В фурье-спектрометрах это обеспечивается использованием лишь одной спектральной линии, хорошо известной на основе специальных измерений и служащей таким образом метрологической меткой. Такая воз-можность связана с тем, что в большинстве современных интерферометров, предназначенных для измерений в ИК области волн, регистрация положения подвижного зеркала интерферометра обеспечивается установкой дополни-тельного лазерного интерферометра для видимого света. Использование лазерного интерферометра не даёт выигрыша по отношению сигнала к шуму, но зато обеспечивает высокую точность в определении частоты.

ЛЕКЦИЯ 17.ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ ИК ФУРЬЕ-СПЕКТРОЭЛЛИПСОМЕТРИИ.РАЗРЕШЕНИЕ И ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ ИК ФУРЬЕ-СПЕКТРОЭЛЛИПСОМЕТРОВ.

Функциональное и конструктивное сочетание ненулевого эллипсометра и ИК фурье-спектрометра позволяет развить ИК фурье-спектроэллипсометрию. На такую весьма интересную и перспективную возможность мы обратили в своё время независимо от западноевропейских исследователей в 1980 годах: такая возможность была представлена на Конференции по эллипсометрии в 1983 г. в г. Новосибирске, а несколько ранее в Трудах МФТИ. В частности, я обратил внимание научной общественности на особую перспективность метода ИК фурье-спектроэллипсометрии в так называемой дальней ИК или терагерцовой (субмиллиметровой) области частот электромагнитных волн, которая обычно была весьма трудной для эксперимента и приложений. . . Фурье-спектоэллипсометр, реализующий фурье-спектроэллипсометрию, конструктивно и функционально оформлен как сочетание двулучевого интерферометра, например, интерферометра Майкельсона ИМ и устанав-ливаемого обычно на его выходе эллипсометра Э, в котором размещают исследуемый (или контролируемый) поверхностный или плёночно-слоистый объект S. Если эллипсометр размещается на выходе (или входе) двулучевого интерферометра, то говорят, что имеют дело с симметричным фурье-спект-роэллипсометром, представленном нами схематически на рисунке 17-1. Здесь эллипсометр Э размещён на выходе интерферометра Майкельсона ИМ, причём по ходу выходящего из интерферометра потока излучения размещён поляризатор Р, исследуемый объект S, поляризационный светоделитель А в качестве анализатора поляризации, который разделяет падающий на него после отражения исследуемым объектом S поток эллиптически поляризован-ного света на два пучка с ортогональными линейными поляризациями р- и s-типа относительно плоскости падения на исследуемый объект S, а эти пучки регистрируются затем отдельными фотоприёмникам D₁ и D₂.

Так называемый асимметричный фурье-спектроэллипсометр удобнее реа-лизовать, используя двулучевой интерферометр Маха-Цандера-Рождествен-ского (ИМЦР). В этом случае в один из его плечей по ходу потока волн в этом плече помещают поляризатор Р и исследуемый объект S, а поляриза-ционный светоделитель А в качестве анализатора поляризации размещают на выходе из интерферометра в любом из его выходных пучков, при этом поля-ризационный светоделитель А разделяет падающий на него поток эллипти-чески поляризованного света на два пучка с ортогональными линейными поляризациями р- и s-типа относительно исследуемого объекта S, а эти пучки затем регистрируются отдельными фотоприёмникам D₁ и D₂ (рисунок 17-2). . . Регистрируемые фотоприёмниками D₁ и D₂ сигналы представляют собой интерференционные сигналы или интерферограммы I_D[Z_o(t)]_p и I_D[Z_o(t)]_s в за-висимости от сканируемой разности Z_o(t) (меняющейся закономерно во вре-мени t) оптических путей интерферирующих пучков излучения в разных плечах интерферометра для линейно поляризованных пучков p- и s-типа (от-носительно собственных поляризаций для исследуемого объекта) на выходе из поляризационного светоделителя А. Сканирование разности Z_o(t) оптиче-ских путей интерферирующих пучков обеспечивается сканером СК; а в его качестве в случае интерферометра Макельсона ИМ служит так называемое «подвижное» зеркало М₁ (рисунок 17-1).

Для обеспечения необходимого достаточно высокого динамического диа-пазона N_дин >> 1, определяемого отношением полезного сигнала S к шуму N_ш (N_дин = S/N_ш >> 1), используется фазовая модуляция (ф) потока излучения, которая реализуется в интерферометре Майкельсона колебаниями второго так называемого «неподвижного» зеркала М₂ (рисунок 17-1). . . Применим теперь обратное фурье-преобразование F^{– 1}{I_Dф} к интерферо-граммам I_Dф[Z_o(t)]_p и I_Dф[Z_o(t)]_s для линейно поляризованных р- и s-компонент фазомодулированного (ф) потока излучения и получим, опираясь на теорему отсчётов Котельникова, комплексные дискретные спектры I^*_Dф(s_q)_p и I^*_Dф(s_q)_s для линейно поляризованных р- и s-компонент потока излучения:

Поиск по сайту: