英语原文共 21 页
位移干涉测量法的最新进展
摘要
综述了高分辨率位移干涉测量技术的研究现状。重点介绍了影响纳米尺度位移测量精度、线性度和重复性的因素。讨论了干涉测量的许多方面，包括一般的计量和对准误差，以及由于光学元件（如立方体角）方向变化而引起的路径长度误差。考虑了光学混合和位相与位移的非线性关系，以及衍射精度的影响。在可能的情况下，提供这些参数对性能影响的定量测量。环境稳定性是测量重复性和准确性的主要因素。在空气中工作时很难获得I O-7的测量精度。介绍了几种改善这种情况的方法，包括多波长干涉法。综述了近年来激光的短期和长期频率稳定性的测量结果。光反馈是频率失稳的一个微妙但重要的来源，综述了检测和隔离的方法。其他的研究领域，如用于子环内插的相位测量电子设备的校准，也包括在内。重点介绍了误差源的“原位”识别和精度验证方法的研究进展。
1 绪论
位移测量的主要目标是进行线性和可重复的测量。这些标准是精确测量的基础。干涉仪的分辨率是干涉仪目标的最小可检测位移。分辨率i是系统噪声的一个标准偏差的位移当量。位移测量的动态范围是测量范围与分辨率的比值。这里定义的精度是相对于仪器物理尺寸的分辨率。许多干涉测量技术要求测量精度高，但动态范围小。最极端的例子是重力波探测。由于位移干涉测量是一个非常复杂的领域，本文着重研究了动态范围超过的测量问题，以及0.1-10纳米级的分辨率，并将其应用于半导体制造、光栅控制和大型光学器件的制作等领域。医学精密机器人技术和恒星干涉测量技术的发展领域也需要这种动态范围的干涉传感器。图1显示了现代位移干涉仪的两种常见配置。光源通常是无极和频率稳定的Ne（633nm）激光器。典型的输出功率为500pw。激光腔模式的光学带宽是几兆赫。利用偏振分束器（PBS）将激光输出分为正交极化测量光束和参考光束。在返回到分束器后，测量光束和参考光束通过线性偏振器组合成一个共同的偏振状态。光束被成像到一个高速光电二极管上，接收器和电子设备在这里计算干涉条纹。条纹数对应于干涉仪臂之间光程长度的变化。光程长度（opl）是沿光束路径折射率的积分，opl=jzn（x，j#39;，z）ds。因此，干涉仪测量到的opl变化是由臂的物理位移和环境变化的组合造成的，这些变化会修改索引。高分辨率位移干涉测量的一个主要困难是分离这两个组成部分的opl变化。源带宽的每个波长所形成的强度条纹不连贯地相加。因为光源不是单色的，所以当位移等于激光的相干长度时，条纹调制会大大减小，gt;？/2AA。测量范围也受到热衍射和干涉条纹大气退化的限制。图I@中的干涉仪用于线性位移测量，其中光束从立方体角目标上经过一次。一条条纹对应于半真空波长（aj2）的opl变化。图L（b）的布局利用臂的线性极化状态来获得平面镜目标的两次通过。这种布局使图i@的分辨率翻倍），并广泛用于第2节中进一步讨论的X-Y坐标测量。第2和第3节详细考虑了这些干涉仪的几何和光学特性。
源带宽的每个波长所形成的强度条纹不连贯地相加。因为光源不是单色的，所以当位移等于激光的相干长度时，条纹调制会大大减小，。测量范围也受到热衍射和干涉条纹大气退化的限制。图I@中的干涉仪用于线性位移测量，其中光束从立方体角目标上经过一次。一条条纹对应于半真空波长（aj2）的opl变化。图L（b）的布局利用臂的线性极化状态来获得平面镜目标的两次通过。这种布局使图i@的分辨率翻倍），并广泛用于第2节中进一步讨论的X-Y坐标测量。第2和第3节详细考虑了这些干涉仪的几何和光学特性。
在过去十年中，大多数干涉位移测量的重复性、分辨率和动态范围都得到了提高。测量带宽和分辨率手宽积也有所增加。这些进步主要是仪器技术发展的结果，而不是新概念的引入。随着人们对国际计量学中的细微误差源和计量学原理的日益认识，也有助于改进计量学，在空气中工作时，IO#39;中一部分的测量精度是最先进的。在这一水平上很难验证准确性。高性能干涉定位系统是基于多个高精度元件构成的。许多系统无法测量可追踪的文物，如长度标准。因此，只有通过对每个子系统的充分理解和可追踪的校准，才能间接地验证准确性。
这篇综述强调了近十年来在干涉位移计量学方面取得的进展。强调了这些工作与测量精度之间的联系。此外，还强调了当前的研究和需要进一步发展的领域。Hariharan（1987）的评论提供了干涉测量领域更基本和更广泛的观点，包括其他参考文献。表1从它们对测量误差的贡献的角度总结了本文所包含的主题。位移测量干涉仪的运动特性见第2节。这包括不同目标类型干涉仪的有效测量轴和余弦误差。第三节讨论了光学对称性和波前像差对测量线性的影响。第4节考虑了环境因素。第5节回顾了频率稳定激光器的现状。相位测量电子学的快速发展领域在第6节中进行了总结。干涉测量论文参考表是按主题排列的。包括本综述中明确引用的出版物和补充信息来源。
2 干涉计量学中的几何因素
使用完美的线性和精确的干涉仪并不能保证精确的位移测量。测量传感器轴与目标位移之间的偏差和偏移是计量误差的来源。例如，传感器轴到目标运动的角度方向决定了经典的余弦误差。一个典型的平面内测量系统，包括测量俯仰、横滚和偏航以及平移的干涉仪轴，如图2所示。这种测量结构在半导体计量工业中得到了广泛的应用。用X-Y平面镜干涉仪进行平面内测量时，传感器对准误差比较复杂。尽管对这些计量误差的分析超出了本综述的范围，但干涉位移传感器的传感器轴是一个有趣且重要的概念。
图3更仔细地考虑了图1干涉仪的激光热量与回复反射器或平面镜目标相互作用的几何结构。在图3（a）中，干涉仪测量回复反射器目标的位移，而在图3（b）中，使用平面镜目标。这些目标的有效传感器轴是不同的。对于图3（a）中的回复反射器目标，位移由干涉仪光束（i）的光路确定，该光路与立方体角的顶点相交。测量的位移是沿干涉仪光束连接顶点运动端点的传播矢量（T）的投影。对于空心立方体角反射器，测量的位移为t.1。因此，干涉仪光束定义了传输轴。如果目标是在平移时旋转的实心玻璃立方体角，则折射会延长光线通过顶点的路径。10“-20”的旋转发生在一些在磁盘驱动器上写入伺服磁道的方法中。伺服磁道必须等间距，通常使用安装有回转器的旋转臂写入（例如，参见“磁盘驱动伺服磁道写入”，应用说明325-1，Hewlett-Packard Corporation）。在这种情况下，需要校正旋转立方体角中光路（opl）的顶点运动t.1。这个修正是参照图4推导出来的。图4（a）显示了立方体角的顶点和节点的位置。节点是从立方体外部看到的顶点图像。使用图4（b）导出顶点的旋转校正，图4（b）显示了穿过顶点的光线路径。旋转立方体中的路径长度等于平面平行玻璃板的路径长度，其厚度是入口面上方立方体角顶点高度（h）的两倍。根据玻璃和空气的指数，对顶点旋转的修正是通过将方程（2.1）与顶点的几何平移相结合，得到了关于其他点旋转的opl修正。如图4（c）所示，立方体围绕节点旋转，节点位于顶点H（N，-L）/N处。围绕节点的旋转使折射校正最小化，并且与小角度旋转角度的四次方成比例。关于节点旋转的精确修正是
纳米计量学可能需要校正立方体角的平面表面与正交性的偏差。在恒星干涉仪的计量学中，偏离理想立方角几何是实现0.1纳米精度的一个考虑因素（Hines等人1992）。固体立方体角的另一个方面（在第3节中讨论）是反射菲涅耳相移可能取决于立方体对光束的方向。
在图3（6）中，平面镜目标取代了立方体角反射器。干涉仪测量的位移为
元素n是由于干涉仪光束与镜面法向（n）的偏差引起的。t-n是经典的余弦误差，与干涉仪光束无关。因此，平面反射镜目标的传感器轴是反射镜法向。图3（c）显示了相当于平面镜干涉仪的触针传感器。接触式触针探针具有由径向轴承定义的轴N。探头位移由观察探头轴端部立方体角目标的干涉仪监测。测得的位移为方程（2.3）的位移。图5进一步强调了后向反射镜和平面镜目标的传感器轴之间的对比。用两种方法测量了Ntimes;Y级的平面位移。在一种方法中，带回复反射器的线性干涉仪测量沿非正交X和Y轴的位移。测量的位移对应于T在x和y轴上的投影。这些投影由标记为X和Y的虚线表示。在第二种方法中，X-Y平面镜干涉仪（如图2所示）根据方程式（2.3）测量沿镜法线的级行程投影。该位移由图5中的整行表示。两个测量值之间的差异在轴与正交性的偏差中为二阶。文献中详细讨论了干涉仪传感器轴、目标错位和相关计量误差（Bobroff 1993）。
3 干涉光学
在进行纳米测量时，必须对干涉仪光学系统固有的误差源进行表征。光学混合可以产生干涉条纹相位与位移之间的非线性关系。在商用外差干涉仪中，这种误差具有一个条纹周期和典型的5-10纳米量级。尽管已知光学混合的潜在误差已有相当长的时间（Bruning等1974年），但只有在过去十年内，外差干涉仪的问题才得到了详细的关注（Quenelle 1983、Bobroff 1987、Rosenbluth和Bobroff 1990年）。如第3.1节和第6节所述，零差干涉仪也受到光学和电子的非线性影响。然而，在实际中使用零差干涉仪所产生的误差在文献中并没有被明确量化。衍射和波前像差也是纳米级误差的来源。对于633nm的氦氖而言，纳米仅为波长的1/600，即使是经过良好校正的光学器件，其波前像差也为。整体构造的计量阶段，即干涉仪反射镜有意与样品夹头一起旋转的阶段，越来越常见，Wendall等人，1991年）。镜子旋转会剪切干涉波前（见第3.3节）。剪切，结合波阵面像差或不对称的变位，引入位移误差。下文讨论了表征和减少这些误差的最新进展。
3.1 非线性光学混合与偏振混合
光学混合是指偏振干涉仪中偏振态或频率态的不完全分离。图6中的单频偏振干涉仪首先考虑光学混合。干涉仪的无失真基态由分束器表面确定。横电（TE）模的偏振方向与入射平面垂直。在入射面上极化的正交态是横向磁（TM）态。入射波前极化到分束器接口45“。传输TM组件，同时反射M状态。对于理想的偏振分束器，干涉仪输出端的每个偏振状态仅由沿单臂传播的光组成。在这种情况下，TE和TM状态之间的光学相移是测量路径和参考路径之间光程差的线性函数。
然而，在分束器中偏振态的分离是不完善的。理想情况下，接收器上的M状态事件完全由来自参考路径的光组成。实际上，这种状态受到沿测量臂传播的一小部分辐射的污染。在TM状态下也会发生类似的偏振混合。接收器上入射的极化状态如图7所示。图7（a）的水平和垂直轴对应于m和tm模式极化。每只手臂的主要成分和混合成分的电场大小由沿每个轴的矢量长度表示。图7（b）显示了每个字段的相量表示，以及TE和TM状态的合成相量。当测量臂穿过一条条纹时，网络TE模式相量器会在图中追踪到一个小圆点。当干涉仪路径相位（9）通过360”（一个条纹）扫描时，NET M和TM相位器之间的测量相位超前并滞后于纯组件的测量相位。这会导致周期性测量误差。从图7（b）也可以清楚地看出，总输出强度（净TE和TM相量的平方长度之和）与相位超前或滞后成比例变化。另外，请注意，如果每个臂的混合矢量相同，则没有相位误差。第3.2节进一步讨论了这种对称条件。使用光电二极管和放大器可以检测到小于0.001的周期强度调制。零差接收机通常通过在四分之一波片和线性偏振器中混合TE和TM相量来产生正弦和余弦象限。总强度相位误差的信号可以直接用于校正正交信号中的相位误差（Augustin和Davis，1990）。
在实践中，极化混合通常很小。通过偏振热分流器的泄漏和干涉仪臂部偏振态的改变，引入了混合。到达接收机的分束器泄漏分量经过分束器两次。每通振幅抑制比约为0.03会导致最坏情况下的相位误差约为1 mrad。对于图6中的单通干涉仪，1 mrad的位移当量为0.05 nm。0.03的抑制比是高质量分束器的典型特征。为了达到这一性能，特别是在反射热环境中，可能需要30层的涂层设计。不完全或定向错误的光学元件，如波片和立方体角反向反射镜，也混合了每个臂的偏振状态。倾斜的组件，如光束转向镜光学，是另一个潜在的偏振改变的原因。立方体角特别有趣。player（1988）对立方体角的极化特性进行了很好的处理。通过将菲涅耳关系代入参考方程（13），将player的分析处理（强调全内反射）扩展到所有涂层。一个镀有银的实心立方角回复反射器，在商业干涉仪中很常见，它使偏振度旋转0.1 rad。在这种旋转状态下，只有0.03个通过偏振分束器泄漏。相应的最大相位误差为3 mrad。偏振混合引起的周期性测量误差通常小于相位测量电子学引起的周期性测量误差。这些情况适用于沿立方体轴入射的干涉仪光束。如第2节所述，有些应用需要立方体角的大幅度旋转。根据涂层的不同，旋转会改变反射相移和混合，导致顶点位置出现系统误差（Hines et af 1992）。
3.2 非线性频率混合
图6中的偏振干涉仪通常用于图S中的双频布局。光源可以是双频激光器，也可以是结合声光调制器的单频激光器。理想情况下，每个频率状态都是与干涉仪热放大器相关的线性极化的特征态。在偏振分束器中，状态被分离，并且在干涉仪的每一个臂中传播一个频率状态。实际上，输入频率状态是椭圆极化的，与偏振分束器的输入频率状态不完全一致。每个臂包含一个错误频率的小部分。与也存在的极化混合不同，频率混合对于臂处于正确的极化状态，并且在通过图8的极化热分流器返回时不会被移除。在热分路器处重新组合后，图8的四种状态混合在线性偏光器中。产生的低频分量被高通滤波器去除。在商用系统中，滤波器的截止值约为每秒IO5个条纹。未调整的术语只考虑在目标移动时获取数据的动态测量。目标快速运动引起的多普勒频移可能使未调制项高于高通滤波器的截止频率。A和B频率状态之间的理想外差拍受两个相对量oc/a a和p/b的混合项的污染。Rosenbluth和Bobror（1990）给出了接收器信号的综合处理，并给出了由此产生的非线性。通过表示每个正弦振荡器，可以理解网络信号的一般行为。图9（a）中的相位器。与理想接收机拍频信号相对应的相量具有单位振幅和相位@。一阶混合项组合成一个定相量e。由理想和恒定混合相量的矢量相加形成的净相量输出如图9（a）所示。当目标穿过条纹时，网络相位会滞后
以上是毕业论文外文翻译，课题毕业论文、任务书、文献综述、开题报告、程序设计、图纸设计等资料可联系客服协助查找。
