Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Обзор литературы
1.1. Статическая голографическая коррекция объективов телескопических систем
1.2. Схемы телескопов с ОВФ-компенсацией 15
1.3. Телескопические системы с динамической голографической коррекцией искажений главного зеркала 44
1.4. Заключение 55
ГЛАВА 2. Теоретический и численный анализ возможностей ОВФ компенсации искажений в невзаимных телескопах 56
2.1. Предельные возможности коррекции искажений в телескопической системе невзаимного типа (параксиальное приближение) 57
2.2. Предельные возможности коррекции в области аберраций третьего порядка 62
2.3. Особенности габаритного и аберрационного расчетов систем с динамической коррекцией искажений 67
2.4. Численное моделирование телескопических систем с динамической коррекцией 76
Глава 3. Экспериментальная реализация невзаимных телескопов 91
3.1. Компенсация искажений в линзовых телескопах 92
3.2. Светосильный зеркальный невзаимный телескоп 102
3.3. Экспериментальная реализация системы ТЕНОКОМ 107
ГЛАВА 4. Исследование динамической голографической коррекции искажений 119
4.1. Тонкие динамические голограммы в О А ЖК ПМС и их применение для коррекции искажений 121
4.2. Теоретический и численный анализ возможностей динамической голографической коррекции искажений в изображающем телескопе 137
4.3. Экспериментальное исследование светосильного телескопа с динамической голографической коррекцией искажений 143
4.4. Двухдлинноволновая динамическая голография и ее применение в адаптивной оптике 155
Заключение 167
Литература
- Схемы телескопов с ОВФ-компенсацией
- Предельные возможности коррекции в области аберраций третьего порядка
- Светосильный зеркальный невзаимный телескоп
- Теоретический и численный анализ возможностей динамической голографической коррекции искажений в изображающем телескопе
Введение к работе
Получение высокого - близкого к дифракционному пределу разрешения -качества изображения в оптическом телескопе является одной из классических задач оптики. Основные трудности при этом связаны с технологией изготовления крупногабаритных зеркал, а также поддержанием формы таких зеркал в условиях динамических механических, тепловых и прочих нагрузок. Лобовой подход к решению этой задачи, основанный на применении различных технологических приемов изготовления высококачественных зеркал и систем их разгрузки, достигает своего предела при диаметре главного зеркала (ГЗ) телескопа 2-3 м [1,2]. Известно, в частности, что стоимость рекордного по величине ГЗ (диаметр 2.4 м), дающего дифракционное разрешение (ГЗ космического телескопа Хаббл), составила около 1 млрд. долларов [1]. В то же время существует ряд задач в областях внеатмосферной наблюдательной астрономии, создания внеатмосферных систем наблюдения поверхности Земли, создания крупногабаритных поверочных коллиматоров, а также формирования направленных лазерных пучков, где требуется получать дифракционное разрешение на значительно больших апертурах. (Хорошо известно, что разрешение наземных телескопов классического типа ограничено вследствие влияния атмосферной турбулентности. В видимом диапазоне это ограничение проявляет себя на уровне, соответствующем диаметру входного зрачка 0.5 — 1м. Большие же ГЗ нужны только для сбора как можно большего количества света от слабых источников.)
Сегодня для улучшения качества оптического изображения в оптических телескопах и других изображающих системах часто применяются методы так называемой адаптивной оптики [3]. В самом общем виде все методы адаптивной оптики основаны на реализации тем или иным способом следующей трехстадийной процедуры:
регистрация искаженного изображения и анализ его искажений с помощью специальной вспомогательной оптической системы (интерферометр, датчик Гартмана и т.п.);
цифровая (компьютерная) обработка полученной информации об искажениях;
- вычисление требуемого оптического профиля фазового корректора и его воспроизведение с помощью некоторого специального управляемого оптического элемента (так называемого актюатора - гибкого зеркала, пространственного модулятора фазы и т.п.), входящего в состав оптической системы. Таким образом можно корректировать как искажения, вносимые погрешностями оптических элементов, так и вызванные турбулентностью атмосферы или вибрациями. В случае оптического телескопа в качестве актюатора может выступать само ГЗ, реализуемое как крупногабаритное гибкое зеркало, или вспомогательный корректор, размещенный в фокальном узле. В последнем случае принято говорить о системе адаптивной коррекции со вторичным контуром управления [2].
На пути линейной адаптивной коррекции достигнуты большие успехи, но ее использование всегда связано с применением дорогостоящих компьютерных подсистем. Применительно к некоторым задачам, и, в частности, к задаче коррекции искажений, вносимых погрешностями ГЗ и других оптических элементов, цифровые методы классической адаптивной оптики можно заменить значительно более дешевыми и быстродействующими методами аналоговой нелинейно-оптической коррекции.
Техника нелинейно-оптической адаптивной коррекции искажений в изображающих оптических системах основывается как на достижениях классической оптотехники и линейно-адаптивной оптики, так и на больших достижениях в области голографии (статической и динамической) и связанной с нею техники обращения волнового фронта (ОВФ). Соединение этих подходов позволило создать новый класс оптических систем - невзаимные оптические телескопы с коррекцией искажений за счет применения ОВФ или динамической голографии. Исследование возможности построения таких систем и возможности коррекции искажений в них и стало предметом настоящей диссертационной работы.
Фундаментом для создания систем подобного класса стали исследования в области статической голографической коррекции искажений, проводившиеся еще в начале 70-х годов. В Главе 1 дан обзор соответствующих результатов. На основе этих подходов в середине 80-х - начале 90-х годов рядом авторов, включая автора настоящей диссертационной работы, был разработан ряд
схемных решений лазерных телескопов с компенсацией искажений с применением ОВФ. Эти решения описаны в Главе 1, которая содержит также обзор основных экспериментальных и теоретических результатов, полученных к настоящему времени.
Основной задачей, решавшейся в рамках настоящей диссертационной работы, был анализ реальных возможностей ОВФ-компенсации искажений в модельных и реальных телескопах. Теория таких телескопов и методы их оптического расчета и численного моделирования были развиты лично автором или при его непосредственном участии. Этим результатам посвящена Глава 2.
На основе развитой теории были разработаны и реализованы в эксперименте несколько моделей телескопов с ОВФ-компенсацией искажений. Экспериментальные результаты, полученные при участии автора, изложены в Главе 3.
Успешная реализация телескопических систем с ОВФ-компенсацией искажений позволила на новом витке развития вернуться к исходной идее голографической коррекции искажений в изображающих оптических телескопах, на этот раз - с применением методов динамической голографии. Соответствующие теоретические и экспериментальные результаты, полученные при участии автора, изложены в Главе 4. В последнем разделе этой же главы также описаны результаты по применению т.н. двухдлинноволновои динамической голографии для решения задач адаптивной оптики. Указанные подходы были предложены и исследованы автором или под его руководством.
На защиту выносятся следующие положения:
1. В невзаимных телескопических системах с нелинейно-оптической коррекцией (компенсацией) искажений главного зеркала точность изготовления и поддержания формы последнего может быть значительно (в десятки или сотни раз) уменьшена по сравнению со случаем традиционных оптических систем без коррекции искажений. В реальных телескопических системах при относительном отверстии 1:4 степень компенсации крупномасштабных искажений главного зеркала достигает 100-120 раз.
Недостаточная точность проецирования главного зеркала с помощью вспомогательных оптических систем самого на себя в реальных телескопических системах с большой светосилой приводит к невозможности достижения предельной теоретической компенсационной способности телескопических систем. Этот же эффект приводит к уменьшению степени компенсации искажений для мелкомасштабных искажений главного зеркала.
Компенсационная способность невзаимной телескопической системы может быть сохранена неизменной для внеосевых точек поля зрения системы при условии, что угол поля зрения системы много меньше апертурного угла системы и условие самопроецирования выполнено для всех точек поля зрения.
Невзаимная телескопическая система с динамической коррекцией искажений, в которой светоделитель и единственный оптический элемент одной из вспомогательных оптических систем выполнены в виде зеркала с впечатанным в его поверхность голограммным оптическим элементом, обеспечивает коррекцию искажений, вносимых в пучок или изображение всеми элементами одного из плеч такой системы.
Процедура аберрационного расчета и оптимизации невзаимных оптических систем должна проводиться либо путем оптимизации аберраций сквозным расчетом хода пучка через всю систему, включая систему ОВФ или корректирующую голограмму, либо путем приравнивания аберраций в двух плечах невзаимной оптической системы. Коррекция случайных и априори неизвестных искажений ГЗ такого телескопа может быть обеспечена в телескопе, осевые и внеосевые аберрации которого были оптимизированы в предположении заданной формы ГЗ с обеспечением выполнения условия воспроизведения в масштабе 1:1 изображения ГЗ самого на себя для осевого пучка и внеосевых пучков в пределах заданного поля зрения телескопа.
Оптимальным с точки зрения компенсации случайных и априори неизвестных искажений ГЗ подходом к коррекции сферической аберрации системы является использование афокального корректора, совмещенного с одним из изображений зрачка ГЗ, однако
удовлетворительные результаты могут быть получены и при учете сферической аберрации при оптимизации вспомогательных оптических элементов, обладающих оптической силой. 7. Применение голографического интерферометра, основанного на эффекте масштабирования искажений волнового фронта с помощью двухдлинноволновой динамической голографии, позволяет осуществлять динамическую интерферометрию искажений волнового фронта большой глубины, осуществлять их динамическую коррекцию с помощью динамической фазовой пластины, помещенной в петлю оптической обратной связи, а также записывать динамические голографические корректоры для средней ИК-области спектра.
Схемы телескопов с ОВФ-компенсацией
Идеи, изложенные в [15,16], были подтверждены в многочисленных экспериментальных работах [18-24]. В [18] была осуществлена коррекция аберраций объектива с синтезированной апертурой (зеркало состояло из 18 элементов, расположенных по кольцу). С целью увеличения поля зрения телескопа в [19] были проведены эксперименты по записи голограмм во встречных пучках. Корректировались аберрации 18-элементного зеркала диаметром 500мм. В работе [23] точечный источник при записи голограммы располагался на двойном фокусном расстоянии от главного зеркала вне световой апертуры телескопа. Остаточный астигматизм изображения компенсировался вспомогательными оптическими элементами. В работе [24] волновые аберрации, вызванные деформацией главного зеркала диаметром 450 мм, при наблюдении объекта на длине волны записи корректора уменьшались с исходных 100Х до 0.1 Л.
Тем не менее, методы статической голографической коррекции искажений ГЗ не нашли реального практического применения. Это обусловлено, во-первых, невозможностью отслеживать динамические деформации, и, во-вторых, трудностями юстировки голограммы-корректора. В то же время результаты описанных выше исследований нашли применение в уже упоминавшейся технике голографической коррекции регулярных искажений (аберраций) оптических систем [5]. Что же касается коррекции случайных и априори неизвестных искажений, то новый толчок развитию таких систем дали результаты в области ОВФ-компенсации.
С конца 70-х годов в лазерной технике уделяется большое внимание исследованию и использованию явления обращения волнового фронта (ОВФ) когерентного излучения. Как известно, при некоторых видах нелинейно-оптического взаимодействия излучения с веществом, в частности, при рассеянии света на динамической голограмме, при вынужденном рассеянии света и т.д., можно сформировать световую волну с волновым фронтом, обращенным по отношению к падающей, т.е. имеющим точно такую же форму, но распространяющимся в противоположном направлении. Этому эффекту, принципам построения ОВФ-зеркал и различным их параметрам, таким, как коэффициент отражения, точность обращения и т.д., посвящено несколько монографий [25,26] и множество обзоров.
Основным применением эффекта ОВФ сегодня является коррекция фазовых искажений, вносимых лазерными усилителями ([25,26]; см. рис. 1.3). На вход усилителя подается световой пучок с волновым фронтом высокого качества. При усилении он накапливает фазовые искажения, возникающие, например, из-за дефектов изготовления усилителя, его тепловых деформаций и других погрешностей. Затем производится процедура ОВФ, вследствие чего накопленные искажения волнового фронта меняют свой знак. На повторном проходе в обратном направлении по тому же оптическому пути они компенсируются, и на выходе системы формируется высококачественный усиленный лазерный пучок. При необходимости его абсолютная расходимость может быть уменьшена с помощью выходного телескопа (рис. 1.4), но требования к качеству элементов такого телескопа (в отличие от лазерного усилителя) остаются высокими.
Искажения, вносимые системой формирования лазерного пучка, можно компенсировать тривиальным образом. Например, в [27,28] было предложено использовать ОВФ для самонаведения мощного лазерного излучения на малый объект. Этот объект подсвечивался маломощным излучением, и рассеянное излучение собиралось низкокачественным светоколлектором. После усиления и ОВФ все усиленное излучение собиралось на объекте. Сходную систему можно применять и для высококачественного воспроизведения в масштабе 1:1 изображения некоторого объекта (рис. 1.5) - например, в задачах микрофотолитографии. Во всех этих случаях компенсация искажений основывается на свойстве так называемой взаимности распространения световых лучей, т.е. на инвариантности распространения световых лучей относительно их направления. Вследствие этого при повторном проходе обращенной волны через ту же искажающую оптическую среду искажения компенсируются. Но достаточно очевидно, что эффект компенсации можно получить и при невзаимном распространении лучей, когда после процедуры ОВФ излучение распространяется по другому оптическому пути, вносящему, тем не менее, такие же искажения. Например, в [29] было предложено использовать два идентичных каскада усиления, искажения в которых близки. На пути к ОВФ-зеркалу излучение усиливалось в одном из них, а после ОВФ с помощью светоделителя направлялось в другой модуль, причем внесенные обоими модулями искажения взаимно компенсировались.
Тот же подход может быть применен и к оптическим элементам. В частности, интуитивно ясно, что при преобразовании светового пучка зеркалом или линзой их погрешности будут «сходным» образом проявляться в волновых фронтах световых пучков с различной кривизной. Ниже, в Главе 2, подробнее обсуждается понятие «схожести», а пока следует заметить, что из этого интуитивного соображения вытекает следующее. Если «считать» искажения зеркала или линзы лазерным пучком с одной кривизной волнового фронта, обратить его волновой фронт, с помощью специальной оптической системы изменить кривизну его волнового фронта и повторно «считать» искажения, то в принципе можно - в той или иной степени - скомпенсировать влияние этих искажений.
В начале 80-х годов в СССР и США независимо были предложены две различные схемы телескопов, основанных на этом подходе. В настоящем разделе рассмотрены возможные схемные решения таких телескопов, а в последующих разделах более подробно проанализированы результаты исследования возможностей компенсации искажений в реальных системах такого типа.
Изящным решением проблемы является схема (рис. 1.6), в которой используется ГЗ с нанесенной на его поверхность концентрической дифракционной структурой (голограммным оптическим элементом - ГОЭ) [30,31].
Предельные возможности коррекции в области аберраций третьего порядка
На практике описанный выше алгоритм построения изображения может быть реализован с помощью вспомогательных проецирующих оптических систем, устройства обращения волнового фронта и светоделителя, осуществляющего невзаимное распространение световых волн до и после устройства ОВФ. Излучение от объекта А проходит через компенсируемый искажающий объектив О и затем направляется в первую вспомогательную оптическую систему 1, которая строит в плоскости С изображение плоскости В, в которой объектив О построил искаженное изображение А. После ОВФ в устройстве 3 излучение направляется светоделителем 4 во вторую вспомогательную систему 2. В плоскости С , равноудаленной от устройства ОВФ с плоскостью С, поле излучения в последней воспроизводится с комплексным сопряжением. Система 2 строит изображение С в плоскости В , где в масштабе \/tB = ZB, jzB воспроизводится поле, комплексно сопряженное к полю в плоскости В с дополнительной фазовой модуляцией е р(х+/). В соответствии с вышеизложенным при этом в А строится исправленное изображение А в масштабе tB = ZB /zB. . Указанные выше требования можно представить в эквивалентной, но более удобной для конструирования таких систем форме. А именно, потребуем, чтобы вспомогательные оптические системы 1 и 2 строили изображение объектива О в плоскостях Q и Q , равноотстоящих от устройства ОВФ 3. При этом оптическая система, образованная элементами 1, 2, 3 и 4 обеспечит построение изображения объектива на нем самом в масштабе 1:1. Это требование далее называется требованием или условием самопроецирования. В силу доказанного выше утверждения 2 это автоматически обеспечит наличие необходимой квадратичной фазовой модуляции в плоскости В и соответствие масштаба распределения поля в этой плоскости расстоянию от нее до объектива. Для обеспечения требуемой трансформации масштаба изображения достаточно правильно задать соотношение расстояний от О до В и до В путем подбора оптической силы вспомогательных систем 1 и 2.
Возможно большое количество вариантов компоновки систем подобного рода, некоторые из которых уже были приведены в Разделе 1. В частности, одна из систем (1 или 2) может представлять собой свободное пространство, либо вспомогательные системы могут иметь общие оптические элементы. Изображения объектива О могут строиться как действительные, так и мнимые. Светоделитель 4 может сам обладать оптической силой. В качестве светоделителей могут быть использованы полупрозрачные зеркала, поляризационные и дифракционные элементы.
Предельные возможности коррекции в области аберраций третьего порядка
Все вышесказанное, строго говоря, верно лишь в параксиальном приближении. В наиболее интересном случае светосильных систем полной компенсации искажений не происходит, но, как будет показано ниже, все же возможен существенный выигрыш по сравнению с обычными телескопами. Вне параксиальной области объектив уже нельзя рассматривать как тонкий фазовый транспарант, а надо анализировать возникающие аберрации высших порядков и асферичность волновых фронтов. В меньшей степени это сказывается в случае зеркальных объективов, рассмотрением которых и ограничимся в дальнейшем.
Рассмотрим [4,41,42,50] систему типа изображенной на рис. 1.7, но с зеркальным объективом. На рис.2.2 условно показаны несколько поверхностей, взаимное положение которых важно для дальнейшего изложения. Пусть z(r) есть истинная форма поверхности ГЗ системы зеркала, Z0(r) - ее предполагаемая эталонная форма, к которой стремились при ее изготовлении, Z,2(г) - эллипсоиды вращения с фокусами в точках (Дв) и (А ,В ) на пересечении оси системы с соответствующими плоскостями (см. выше). Волновая аберрация, рассчитанная вдоль луча, испущенного из точки А и отражающегося от поверхности зеркала в точке D с радиусом Гв точку В, как легко показать, равна: бИ/в=Р(ад,ссв)Д,(г) /13/ где A (r) = Z {r)-z{r), Г(ал,ав) = 2С05 A s COS A B, aAB - углы, образуемые соответственно прямыми (AD) и (БО) с осью системы.
Аналогично, при втором отражении в той же точке D луча, идущего из точки В в точку А , появляется аберрация: описывают асферическую деформацию волнового фронта, не связанную с деформациями (дефектами изготовления) зеркала и устраняемую при расчете вспомогательных систем (см. ниже). Член б W0CT описывает остаточную ошибку (недокомпенсацию), принципиально неустраним и не зависит от пространственной частоты деформаций зеркала. В обычном телескопе с таким же зеркалом волновая аберрация равна б WB. Степень компенсации искажений можно характеризовать параметром , — S И/в/б W0CT , который равен: r +
При отношении диаметра ГЗ к его фокусному расстоянию (относительном отверстии) 1:3 на краю ГЗ параметр компенсации будет « 300.
Па рис.2.3 схематически показан ход лучей при компенсации искажений ГЗ. Пунктиром условно показана область пространства, ограничивающая предельно возможные отклонения реальной поверхности ГЗ от расчетной, при которой величина б W0CT не превышает какого-либо предела, например, четверти длины волны используемого излучения.
Таким образом, если в параксиальной области применение невзаймной оптической системы позволяет полностью компенсировать все искажения, вносимые ГЗ, то вне параксиальной области системе присуща принципиально неустранимая остаточная аберрация. Величина искажений волнового фронта, вносимых в результирующий волновой фронт, в этом случае определяется только величиной исходной деформации поверхности ГЗ и может быть снижена по сравнению с последней в десятки и сотни раз. Мерой предельной возможности компенсации является степень (параметр) компенсации, составляющий в зависимости от относительного отверстия ГЗ десятки и сотни раз и квадратично спадающий с ростом этого относительного отверстия.
Светосильный зеркальный невзаимный телескоп
Параметры ЧГОЗ в этом эксперименте были таковы. И в основном, и во вспомогательном (ВРМБ) ОВФ-зеркалах использовался ацетон. Локальный инкремент ВРМБ в этом веществе составляет д - 0.02 см/МВт. Интенсивность накачки в ЧГОЗ была 1=25 МВт/см . Теоретический инкремент усиления в ЧГОЗ составляет в этом случае gIL = 1, то есть коэффициент отражения ЧГОЗ должен был составить - 30%, что и было реализовано в эксперименте.
Главный (компенсируемый) объектив телескопа 2 представлял собой плоско-выпуклый линзовый компонент световым диаметром 300 мм и фокусным расстоянием 1950 мм, изготовленный из стекла К8 безо всякого контроля качества. Излучение, рассеянное тест-объектом, проходило сквозь эту линзу, отражалось от плоского зеркала 9 и попадало в первый вспомогательный линзовый объектив 13. В качестве объектива 13 использовался высококачественный фоторепродукционный объектив OPTON S-Ortho-Pl, /,=50 мм. Световой пучок с волновым фронтом, близким к плоскому, отражался от плоского интерференционного поляризатора 6 и линзой 18 фокусировался в четырехволновое ОВФ-зеркало 20. Как уже говорилось, обращенный по отношению к сигнальному световой пучок имел повернутое на 90 по отношению к исходному направление поляризации, и потому проходил интерференционный поляризатор 6 насквозь. Дальше он проходил через высококачественный фоторепродукционный объектив 14 ВЕГА-19, f2 =69 мм, обеспечивающий выполнение самопроецирования главного объектива 2 самого на себя. Прошедший через этот объектив 2 в обратном направлении сходящийся световой пучок отражался от зеркала 10; восстановленное изображение тест-объекта регистрировалось фотокамерой 22.
Зарегистрированное изображение тест-объекта (штриховой миры) подвергалось обработке. Измерялась зависимость контраста периодической структуры /C = (4ax-/min)/(/max+7min), где /тах и /min — максимальная и минимальная интенсивности (степени почернения) в изображении от пространственной частоты v миры. Сравнивались изображения, зарегистрированные в системе с компенсацией и без нее (при этом в том же масштабе в плоскости фотопленки 22 регистрировалось обычным образом изображение другой штриховой миры).
Как показал эксперимент, в системе без компенсации практически неразрешенными были уже изображения миры с пространственной частотой около 1мм" , что соответствовало угловому разрешению 1.6 1СГ4. В то же время в систем с компенсацией разрешались изображения мир с пространственной частотой до 25-30 мм"1, то есть пространственное разрешение системы может быть оценено как 6-1(Г( или примерно в 2 раза хуже дифракционно ограниченного. Сходный результат был получен и при анализе изображения точечного источника, размещенного вблизи плоскости тест объекта. Ширина распределения интенсивности в таком изображении составила по высоте величину 30 мкм, что соответствует пространственному разрешению системы около 5 10". Высокое, но неидеальное качество изображений объясняется двумя причинами. С одной стороны, в эксперименте использовались не специально рассчитанные вспомогательные оптические системы, а просто высококачественные фоторепродукционные объективы. Кроме того, численное моделирование показало, что даже при такой сравнительно невысокой светосиле системы в ней уже начинает сказываться "пространственный" характер компенсируемого линзового объектива.
Это означает следующее. Допустим, искажения, вносимые линзовым объективом есть следствие деформации обеих его преломляющих поверхностей. Это, разумеется, некоторая идеализация, поскольку реальные дефекты в таком линзовом объективе рассредоточены во всем объеме стекла.
Но уже в случае указанной идеализации численное моделирование системы с параметрами, близкими к реализованным в приведенном эксперименте, показало, что даже при применении идеально подобранной вспомогательной оптики невозможно добиться одновременно идеальной компенсации искажений, вносимых обеими преломляющими поверхностями. Поэтому во всех дальнейших экспериментах (реальных и численных, см. предыдущую главу) исследовался только случай компенсации зеркального объектива.
Тем не менее, несмотря на указанное ограничение, этот эксперимент впервые продемонстрировал возможность реализации настоящей и сравнительно светосильной невзаимной телескопической системы.
Светосильный зеркальный невзаимный телескоп
На основе принципов расчета невзаимных оптических систем, изложенных в Главе 2, и на основе опыта предварительных экспериментов, описанных в предыдущем разделе, была разработана, реализована и экспериментально опробована сравнительно светосильная невзаимная телескопическая система [49,50] с сегментированным главным зеркалом диаметром 300 мм и фокусным расстоянием 1200 мм (радиус кривизны 2400 мм). Главное зеркало состояло из шести сегментов, система работала на длине волны А.-0.54 микрон.
Специально рассчитанная (см. Раздел 2.3) система содержала главное зеркало и два линзовых объектива, сферические компоненты которых имели световой диаметр 3 см. Система строила в когерентном свете изображение объекта, удаленного от главного зеркала на 16,5 м. Излучение от объекта направлялось ГЗ в первый вспомогательный трехлинзовый объектив, который строил изображение объекта на бесконечности. Прошедшее через объектив излучение направлялось на устройство ОВФ. Излучение с обращенным волновым фронтом светоделителем направлялось во второй вспомогательный двухлинзовый объектив, который восстанавливал искаженное изображение объекта в центре кривизны главного зеркала, а изображение главного зеркала -на нем самом. После вторичного отражения от главного зеркала последнее строило исправленное изображение объекта в своем центре кривизны. Каждое из плеч системы рассчитывалось по отдельности в предположении идеального оптического качества главного зеркала. Аберрации системы были устранены до дифракционного предела в поле зрения 5 мм на объекте.
Теоретический и численный анализ возможностей динамической голографической коррекции искажений в изображающем телескопе
Оптически адресуемые жидкокристаллические пространственные модуляторы света (ОА ЖК ПМС) [63] представляют собой многослойные электрооптические устройства (см. Рис.4.1), ключевыми слоями которых являются слои фотопроводника (т.е. полупроводника) и жидкого кристалла. К слоям прикладывается постоянное или импульсное напряжение. При освещении фотопроводника (например, картиной интерференции двух световых волн) в освещенных областях генерируются фотоэлектроны, проводимость слоя меняется и происходит перераспределение напряжения. Соответственно, в освещенной зоне меняется заряд на обкладках конденсатора, заполненного слоем ЖК, вследствие чего меняются оптические свойства последнего. Такие устройства применяются для решения многих задач оптики и, в частности, для записи динамических голограмм. В последнем случае наиболее удобно использовать электрооптические эффекты в ЖК, связанные с модуляцией их двулучепреломления, например, S-эффект в нематических ЖК или DHF-эффект в сегнетоэлектрических ЖК. Именно эти два эффекта были применены в ОА ЖК ПМС, специально разработанных и изготовленных для описанных далее исследований по динамической голографической коррекции. Подробности устройства и действия разработанных и применявшихся элементов описаны в работах [97,98].
С оптической точки зрения ОА ЖК ПМС представляют собой многослойную плоскопараллельную пластину оптическим диаметром 20-35 мм. В описанных ниже экспериментах в таких элементах записывались в импульсном режиме так называемые квазидинамические голограммы. А именно, при правильном подборе напряжений, питающих ОА ЖК ПМС, и при освещении картиной интерференции двух волн импульсного излучения (моноимпульс второй гармоники Nd:YAP лазера, длина волны 0.54 мкм) после некоторой задержки в слое жидкого кристалла возникала синусоидальная (в случае S-эффекта в нематическом ЖК) или бинарная (в случае DHF-эффекта в сегнетоэлектрических ЖК) решетка модуляции величины двулучепреломления ЖК. При освещении модулятора считывающей волной такая решетка проявляла себя как фазовая голограмма с дифракционной эффективностью (ДЭ) до 30 35%, т.е. близкой к предельно возможной для тонких голограмм величине ДЭ 35-40%. Время задержки возникновения («проявления») голограммы, время ее существования и время ее стирания могут быть в принципе весьма небольшими (десятки или сотни миллисекунд для S-эффекта и единицы и меньше миллисекунд для DHF-эффекта), однако в описанных ниже экспериментах, в которых возможности динамической коррекции искажений исследовались в первую очередь с оптической точки зрения, они специально удлинялись до единиц и десятков секунд с целью облегчения соответствующих измерений.
На первом этапе работы была реализована и количественно исследована простейшая схема однопроходовой динамической голографичской коррекции с применением ЖК ПМС [53,67,108].
Дифракционная эффективность голографических корректоров, записанных в нематических ЖК ПМС, была примерно равна 30 % для линейно поляризованного излучения. Голограммы, записанные в сегнетоэлектрическом ЖК ПМС, показали несколько меньшую дифракционную эффективность (20-25 %), однако в этом случае наблюдалась очень слабая зависимость дифракционной эффективности от поляризации считывающего излучения, что позволяет таким элементам обеспечивать более высокую интегральную дифракционную эффективность при наблюдении в неполяризованном излучении лампы накаливания.
Экспериментальная установка показана на рис.4.2. Тест-объект 1 (стандартная штриховая мира), подсвеченный излучением лампы накаливания лампы, находился в фокальной плоскости вспомогательной линзы 2, т.е. система строила изображение бесконечно удаленного самосветящегося объекта. Модельный линзовый телескоп, включающий объектив 3 (его искажения корректировались) и окуляр 4, строил изображение этого объекта. В качестве элементов 3 и 4 использовались два одинаковых ахроматических объектива с фокусной длиной 230 мм. Блок коррекции включал в себя О А ЖК ПМС 5, пропускающую фазовую (голографическую) дифракционную решетку 6, используемую для компенсации хроматизма динамической голограммы, и схему записи голограммы-корректора.
Окуляр 4 изображал зрачок линзы 3 в плоскости корректора 5. Пространственная несущая частота динамической голограммы была равна 95мм"1. Такое значение было выбрано как компромиссное в целях обеспечения пространственного разделения изображений объекта в различных порядках дифракции и достаточно высокой дифракционной эффективности динамической голограммы. Статическая голографическая решетка 6 имела такую же пространственную частоту.
Излучение теплового источника, про дифрагировавшее на динамической голограмме 5 и решетке 6, собиралось линзой 12 и фокусировалось на ПЗС-матрицу 13. Цветные фильтры 14 изменяли спектральный диапазон, используемый для изображения объекта. Использовались фильтры, изготовленные из стандартных цветных стекол (спектральные характеристики пропускания фильтров показаны на рис.4.3), и полосной интерференционный фильтр с шириной полосы пропускания 10 нм с центром на 0.53 мкм. Излучение теплового источника, продифрагировавшее на элементе 5 в нулевой порядок дифракции, отражалось плоским зеркалом 15 и использовалось для регистрации системой 16 искаженного изображения объекта.
В сигнальный пучок вводились различные искажения. Мелкомасштабные искажения линзы моделировались стеклянными пластинами, травленными в плавиковой кислоте. На рис.4.4 показана интерферограмма самого сильного аберратора такого типа, повышавшего расходимость пучка до -0.006 рад (по полуширине). В качестве изображаемых объектов использовались острый край и стандартный штриховой тест-объект. Абсолютный угловой размер штрихового объекта был равен 0.02 рад и хорошо вписывался в поле зрения телескопа, которое определялось перекрытием дифракционных порядков (0.05 рад в нашем случае). Эти два вида тест-объектов позволили использовать стандартные методы количественной оценки точности коррекции и ее зависимости от спектрального диапазона излучения.
В ходе эксперимента были зарегистрированы изображения тест-объекта. Эти изображения обрабатывались и давали информацию о зависимости контраста изображения K={Imax-Imin}/{Imax+Imm} (где Imax и Im[„ соответствовали максимальной и минимальной экспозиции) от пространственной частоты изображаемого объекта. На рис.4.5 показаны такие зависимости, полученные при использовании НЖК ПМС корректора. В целях сравнения на том же рисунке (кривая 1) показана частотно-контрастная зависимость, соответствующая системе, работающей на дифракционном пределе и имеющей те же геометрические и оптические параметрами.
Кривая 2 на рис.4.5 показывает частотно-контрастную зависимость, измеренную в случае получения изображения с помощью нашего экспериментального телескопа, в котором использовались все элементы, включая динамическую голограмму и статический голографический компенсатор, но без каких-либо искажений объектива.
Затем такие же измерения были проделаны при различных искажениях, вносимых травлеными стеклянными пластинами. Приведем результаты только для аберратора с самой большой расходимостью -0.006 рад (см рис.4.4), так как даже при использовании такого аберратора точность коррекции оставалась весьма высокой. В то же время при использовании описанного аберратора качество изображения, зарегистрированного без коррекции, было очень плохим (см рис.4.6), а измерения контраста невыполнимы даже для самых низких пространственных частот тестируемого объекта.
Кривая 3 соответствует изображению, записанному в зеленом диапазоне спектра (ширина спектральной полосы -50 нм вблизи длины волны записи голограммы; см кривую 1 на рис.4.3) с искажениями, вносимыми травленым стеклом (см рис.4.4). Можно видеть, что кривые 2 и 3 проходят очень близко друг от друга, что позволяет судить об очень высокой точности коррекции. Изображение, записанное в зеленом свете, показано на рис.4.7 (общий вид) и рис.4.8 (центральная зона того же изображения).
