【文章內(nèi)容簡介】 的大小與光波在介質(zhì)1中的波長具有相同的數(shù)量級。3) 等相面和等幅面：消失波的等相面為x等于常數(shù)的平面，消失波的等幅面為z等于常數(shù)的平面，而且等相面上沿z方向各點的振幅不相等，因此消失波是一種非均勻的平面波。另外，由菲涅耳公式可以證明，消失波電矢量在傳播方向的分量E2x不為0，說明消失波不是一種橫波。在光學(xué)界，人們利用消失波(場)的特點發(fā)展了多種應(yīng)用。例如，利用消失場以記錄采集及轉(zhuǎn)換光學(xué)圖像，把全息攝影攝在極薄的區(qū)域內(nèi)。又如，根據(jù)消失波的與界面平行傳播的性質(zhì)，把光能量耦合到另一材料上以形成電磁表面波等等[12]。 古斯?jié)h欣位移光束在電介質(zhì)分界面上發(fā)生全發(fā)射時，反射光束在入射面內(nèi)相對于幾何光束沿著界面方向會產(chǎn)生一段位移，這個位移就是古斯?jié)h欣位移。是在1947年實驗發(fā)現(xiàn)的，它的存在實施，說明全反射時介質(zhì)2中光波的平均能流密度情況。它與倏逝波的穿透深度有關(guān)。在此，我們通過上節(jié)倏逝波引出古斯?jié)h欣位移，在第四章將結(jié)合電介質(zhì)膜作詳細(xì)的介紹。sθ1z12n2n1 GH位移示意圖雖然這個效應(yīng)在1947年就在實驗上觀察到，但對它的解釋始終存在爭議。與此有關(guān)的理論模型有穩(wěn)態(tài)相位模型、能量傳播模型、光線模型和形變光束模型。這種狀態(tài)促使人們在更多的領(lǐng)域內(nèi)研究這個現(xiàn)象，其中包括聲學(xué)、等離子體物理、量子力學(xué)、表面物理和化學(xué)。近年來GH位移與所謂的超光速現(xiàn)象聯(lián)系在一起，從而又得到了人們進(jìn)一步的關(guān)注。此外，GH位移在光學(xué)器件中得到了一定的應(yīng)用[12]。3 光電位敏感探測器 光電位敏感探測器（PSD） PSD ( Position Sensitive Detectors) 器件是自本世紀(jì)70年代研制成功的一種新型位置傳感器，廣泛應(yīng)用光電位置測量、光學(xué)遙控、位移和振動的檢測和監(jiān)控、方向探測、光學(xué)邊界判別、醫(yī)用器械以及機器人視覺等方面[13]。 PSD的特點和工作原理與其它探測器比較，其特點是：1） 它對光斑的形狀無嚴(yán)格要求，即輸出信號與光的聚焦無關(guān)，只與光的能量中心位置有關(guān)，這給測量帶來了很多方便；2） 光敏面上無需分割，消除了死區(qū)，可連續(xù)測量光斑位置，位置分辨率高，；3） 可同時檢測位置，PSD器件輸出總光電流可求得相應(yīng)的入射光強，而各信號電極輸出光電流之和等于總光電流，所以從總光電流可求得相應(yīng)的入射光強。PSD器件可分為線性(一維) PSD和面型(二維) PSD，前者可以測定光點的一維位置坐標(biāo)，后者可以測定光點在二維平面上的位置坐標(biāo)。實用的PSD器件為PIN 三層結(jié)構(gòu)。PSD器件表面P層為感光面，兩邊各有一信號輸出電極。若在兩個信號電極上接上負(fù)載電阻，光電流將分別流向兩個信號電極，從而在信號電極上分別得到光電流I1和I2。顯然，I1 和I2 之和等于總的光生電流I0，而I1和I2的分流關(guān)系取決于入射光點位置到兩個信號電極間的等效電阻R1和R2。 一維PSD 截面原理圖假設(shè)負(fù)載電阻RL的阻值相對于R1和R2可以忽略，則： （）式中，L 為PSD中點到信號電極間的距離，x為入射光點距PSD 中點的距離。式()表明，兩個信號電極的輸出光電流之比為入射光點到該電極間距離之比的倒數(shù)。將I0 = I1 + I2 代入式（），可以得到： （） 從上面兩式可以看出，當(dāng)入射光點位置固定時，PSD的單個電極輸出電流與入射光強度成正比。而當(dāng)入射光強度不變時，單個電極輸出電流與入射光點距PSD中心的距離x 成線性關(guān)系。若將兩個信號電極的輸出電流檢出后作如下處理： （）Px 稱為一維PSD位置輸出信號，它與光點在光敏面上位置坐標(biāo)x成線性關(guān)系，而與入射光強度無關(guān)，這就是PSD的位置檢測特性。此時，PSD就成為僅對入射光點位置敏感的器件。 PSD在位移測試中的應(yīng)用 所示，由半導(dǎo)體激光器(LD)發(fā)射出的光束經(jīng)過透鏡1聚焦，光斑照射到待測物體上，部分反射光通過透鏡2會聚到PSD的光敏面上。當(dāng)激光光斑投射到被測物的某一位置時，會聚到PSD的光斑恰好位于光敏面的中央位置。此時，PSD兩電極輸出電流相同。由式（）可知光敏面上位置坐標(biāo)x = 0，以該位置作為基準(zhǔn)點。圖中B點表示待測物的基準(zhǔn)點，則其散射光斑會聚到PSD光敏面中央b處，而待測點A和C的散射光斑分別會聚到PSD光敏面a，c兩處，分別測得兩電極的電流信號，再經(jīng)過后續(xù)處理電路就可以精確測試出A，C兩點與基準(zhǔn)點B之間的位移。 位移測試原理圖根據(jù)上述基本原理，除了可以直接應(yīng)用于位移測試以外，還廣泛應(yīng)用于物體厚度、物體振動規(guī)律、液位、段差等方面，具有極好的應(yīng)用前景。 位置敏感探測器（PSD）的研究進(jìn)展 位置敏感傳感器(position sensitive detector，PSD)的工作機理是半導(dǎo)體的橫向光電效應(yīng)。早在1930年，Schottky將Cu—CuO金屬半導(dǎo)體結(jié)的CuO表面邊緣的Au電極通過安培表短接于Cu層，發(fā)現(xiàn)當(dāng)用一束光照射CuO表面時，外電流隨光入射位置與電極之間的距離的增加指數(shù)下降，這是橫向光電效應(yīng)的首次發(fā)現(xiàn)。之后，出現(xiàn)了四邊形結(jié)構(gòu)PSD，電極設(shè)計成條形，使用時加反偏電壓，各項性能指標(biāo)均得到提高。但由于四條電極設(shè)置在同一面，電極間相互影響，非線性仍然較大(6％～8 )。為了提高線性度，后來開發(fā)了雙面結(jié)構(gòu)PSD。該結(jié)構(gòu)將收集X和Y方向位置信息的電極分別設(shè)在pn結(jié)的兩面，這樣避免了電極間的相互影響，線性度顯著提高，但這種結(jié)構(gòu)存在暗電流較大，不便于加反向偏壓的缺點。其后，Gear提出了Gear定律，隨后枕形結(jié)構(gòu)PSD問世，這種結(jié)構(gòu)雖有良好的線性度，但是有效使用面積較小[7~10,13]。近些年來，PSD的出現(xiàn)解決了很多科學(xué)研究的難題，作用越來越重要。4 電介質(zhì)膜增強古斯?jié)h欣位移 ，推導(dǎo)出了光線從媒質(zhì)界面折射的定律。但在Snell定律已提出300多年的1947年，人們發(fā)現(xiàn)了新的物理光學(xué)現(xiàn)象，即當(dāng)發(fā)生全反射時，入射光波會透進(jìn)光疏介質(zhì)約光波波長量級的一個深度，并沿著界面方向流動約半個波長的距離再返回到光密介質(zhì)，但反射光的總能量沒有發(fā)生改變。，稱為GoosH228。nchen位移，簡稱GH位移，位移量是波長量級。這樣小的位移量妨礙了它的應(yīng)用，本章主要從理論方面研究電介質(zhì)薄膜增強古斯?jié)h欣位移的原理和方法[3]。 古斯?jié)h欣位移的基本概念的基本理論 古斯?jié)h欣位移的概念 人們在討論全反射問題中曾假定兩種介質(zhì)的分界面即入射光波的橫截面均為無限大，而實際中所遇到的介質(zhì)分界面即入射光波的橫截面均為有限大小。古斯和漢欣于1947年發(fā)現(xiàn)，當(dāng)極窄的光束發(fā)生全反射時，反射光束在界面上相對于幾何光學(xué)預(yù)言的位置有一個很小的側(cè)向位移，稱為古斯?jié)h欣位移。它體現(xiàn)了實際物理光學(xué)現(xiàn)象和Snell定律之間的偏差。對于不同偏振狀態(tài)的窄束入射光波，GH位移是不相同的[12]。 古斯?jié)h欣位移的產(chǎn)生機理我們知道，具有有限橫向?qū)挾鹊钠矫婀獠?，可以看成是具有無限大橫向截面的平面光波受到一個具有有限大小孔徑的光屏限制的結(jié)果。對與沿xz平面?zhèn)鞑デ也ㄊ噶繛閗1的單色平面波，其在空間r(x,z)點處的復(fù)振幅分布ψ(k1,x,z)（即場的橫向分量——s或p分量）可以表示為： （）對于具有有限橫向?qū)挾鹊钠矫婀獠?，由于邊緣衍射效?yīng)，其在空間同一點的復(fù)振幅分布可以表示為具有不同波矢量k1(k1x, k1z)的平面波分量的線性疊加，即： （）式中積分因子ψ(k1x)表示波矢量為k1(k1x, k1z)的平面波分量所占權(quán)重。按照上述討論，當(dāng)時，ψ(k1,x,z)為均勻平面光波；而當(dāng)時，ψ(k1,x,z)為沿z方向振幅急劇衰減的非均勻平面光波，也就是前面討論的倏逝波。當(dāng)z增大時，倏逝波的振幅迅速減小，因此，隨著z值增大，消失波對積分式（）的貢獻(xiàn)越來越小。當(dāng)z=0時，式（）變?yōu)? （）顯然，ψ(k1x)是ψ(x,0)的傅立葉變換，即： （）把式（）代入式（）得到 （）這樣，若已知入射光波在平面z=0上的復(fù)振幅分布，就可以由上式求出其在任意平面上的復(fù)振幅分布。，現(xiàn)假設(shè)一有限橫向?qū)挾鹊钠矫婀獠ㄔ趜=0的平面上沿x方向的投影寬度為2a，入射角為θ1。 有限寬度平面光波的全發(fā)射示意圖θ1Oazaxn2n1那么當(dāng)時，則有 （）那么當(dāng)時，則有 （）代式（）和（）入式（）得： （）k1xψ(k1x) 有限寬度平面光波的空間頻譜分布示意圖可見，入射光波的頻譜ψ(k1x)是一個sinc函數(shù)，其主極大值位于，半寬度為1/a。當(dāng)a較大時，半寬度極窄，從而k1x只能取附近的值，把代入式（）有 （）現(xiàn)在考慮該光波在界面上反射，由式（），在z=d平面，入射平面波復(fù)振幅分布為 （）若取每個平面波成分的復(fù)振幅反射系數(shù)為r(k1x)，考慮到反射沿z方向，則對整個反射光場有： （） 一般情況下，入射光波可能包含各種方向（即具有不同入射角θ1）的平面波。對于入射角小于臨界角的平面波將發(fā)生部分反射、部分透射，而入射角大于臨界角的平面波將發(fā)生全反射。我們只考慮入射角大于臨界角且橫向?qū)挾染哂杏邢薮笮。ù笥诓ㄩL）的入射光波。在此情況下，反射系數(shù)變?yōu)榧兿辔缓瘮?shù)[12]，而對積分式（）起主要貢獻(xiàn)的僅限于入射角在θ1附近的平面波成分，即ψ(k1x)對k1x限制的范圍很小，因此可對相位突變在附近作近似的泰勒展開。取其展開式的一級近似，得： （）式中，δ0為時的相位突變，而 （）于是式（）變?yōu)? （）但是，按照幾何光學(xué)觀點，光波應(yīng)該自入射點反射，且其相位突變，即 （）比較式（）和（）后發(fā)現(xiàn)，反射光波在入射面內(nèi)沿著x方向有一縱向位移，即古斯?jié)h欣位移。 （） 古斯?jié)h欣位移與偏振態(tài)的關(guān)系 光由光密介質(zhì)射向光疏介質(zhì)時，如果入射角等于臨界角，那么，透射光波的光矢量沿界面方向；如果入射角大于臨界角，由菲涅耳公式可知，此時反射光波的電矢量與入射光波的電矢量的振幅比可以表示為 （） （）上式中，是兩個介質(zhì)的相對折射率，δs、δp為全發(fā)射時反射光中的s分量、p分量光場相對于入射光的相位變化?？梢钥闯?，全反射時反射系數(shù)變?yōu)榧兿辔缓瘮?shù)，其中相位因子δs、δp分別滿足 （） （）將式（）和（）入（），可以得到s分量、p分量的古斯?jié)h欣位移為 （） （）當(dāng)時，（）可簡化為： （） 古斯?jié)h欣位移隨入射角變化示意圖 ，古斯?jié)h欣位移在趨近臨界角時最明顯，即在這時產(chǎn)生的位移最大，最有利于測量。從圖中我們還可得出結(jié)論：即兩種不同偏振態(tài)產(chǎn)生的位移大小不同，TM波產(chǎn)生的約是TE波產(chǎn)生的位移的兩倍。這是由于倏逝波穿透深度的影響。TM波在光學(xué)測量中作用明顯，掌握它對光學(xué)研究有很重要的意義[12]。 古斯?jié)h欣位移的特點 由此可見，古斯?jié)h欣位移的大小僅與兩種介質(zhì)的折射率及入射光波的方向有關(guān)，而與入射光波的橫向?qū)挾葻o關(guān)。也就是說，無論入射光波的橫向?qū)挾却笮∪绾?，古斯?jié)h欣位移始終存在。只是在通常情況下，古斯?jié)h欣位移數(shù)值很小，如此小的位移量只有用非常細(xì)的光束才能觀察到，對于橫截面具有宏觀尺寸的入射光束則很難檢測出來。 根據(jù)公式（）給出的消失波穿透深度的定義，公式（）和（）可以寫為 （） （）公式（）和（）表明，古斯?jié)h欣位移和消失波穿透深度有關(guān)，或者說兩者之間存在著一定的內(nèi)在聯(lián)系。實際上，如果我們假設(shè)發(fā)生全反射時，