線偏振光與圓偏振光后向散射偏振保持能力的對比研究

線偏振光與圓偏振光后向散射偏振保持能力的對比研究

1偏振傳輸特性的測量與分析光在黑暗介質(zhì)中傳播時，色散會改變方向、相位和傾角狀態(tài)，從而降低光學(xué)成像的質(zhì)量。偏振成像技術(shù)能夠?qū)θ肷涔獾钠駪B(tài)進行合適的篩選,濾除介質(zhì)的散射光子,保留目標(biāo)的成像光子。偏振成像技術(shù)能探測到強度成像技術(shù)無法感知的目標(biāo),增大探測范圍,提升成像的對比度和分辨率對偏振光傳輸特性的研究一般是通過輻射傳輸方程或蒙特卡羅方法對多次散射進行建模、仿真和實測,并通過統(tǒng)計偏振光經(jīng)過介質(zhì)多次散射傳輸后的偏振量變化規(guī)律來分析偏振傳輸特性偏振保持能力的大小可作為衡量偏振方法是否有效的依據(jù),其相關(guān)研究對偏振成像技術(shù)的應(yīng)用具有重要意義本文通過蒙特卡羅方法對光子在散射介質(zhì)中的矢量輻射傳輸進行建模仿真,對偏振光經(jīng)過介質(zhì)多次散射后的光子偏振度進行統(tǒng)計,從宏觀上說明了線偏振光與圓偏振光在不同尺度粒子的散射介質(zhì)中后向散射偏振保持能力的相對大小。運用瑞利散射和米散射理論對兩種偏振光散射時光子偏振態(tài)的微觀變化過程進行對比研究,分析二者后向散射的異同,探索入射光偏振態(tài)和粒子尺度對偏振保持能力影響的機理,闡明二者在不同尺度粒子的散射介質(zhì)中偏振保持能力存在差異的原因。2單次散射的偏振特性光在渾濁介質(zhì)中傳輸時與粒子碰撞發(fā)生散射,散射方向由散射角α和方位角β決定,這兩個角度又由粒子的散射相函數(shù)決定式中I多次散射的偏振特性是多個單次散射偏振特性的累計體現(xiàn),在分析線偏振光后向散射偏振特性時,需同時考慮散射角與方位角的影響,而圓偏振光只需考慮散射角即可。圖1為光在介質(zhì)中的多次散射過程,其中箭頭連成的路徑代表光子的后向散射過程;S根據(jù)相函數(shù)分析,一般尺度比波長小得多的小粒子的前、后向散射的可能性接近,稱為瑞利散射粒子,各向異性因子g較小且接近于0,可用瑞利散射理論求解其散射特性3基于蒙特卡羅法的偏振蒙特卡羅法處理光子散射傳輸?shù)钠駪B(tài)問題通常使用蒙特卡羅方法,它可求解任意條件下的輻射傳輸問題,具有較高的精確度偏振蒙特卡羅法中的關(guān)鍵問題是光子與介質(zhì)粒子碰撞后散射方向的確定及偏振態(tài)的更新。散射后的運動方向由散射角α和旋轉(zhuǎn)角β決定,這兩個角度根據(jù)粒子的散射相函數(shù)采用拒絕法選取式中式中x如圖1所示,入射光子偏振態(tài)S為驗證蒙特卡羅法多次散射建模的正確性,利用后向散射光的Stokes矢量得到Mueller矩陣,并用分量m4垂直入射平行偏振光的stoles矢量針對第2節(jié)粒子大小和入射光偏振態(tài)對后向散射的影響,利用第3節(jié)蒙特卡羅法的多次散射模型,設(shè)計了兩種仿真實驗來說明偏振光后向散射的偏振保持特性。選取兩種不同尺度的粒子:直徑為0.11μm,g=0.10918,保證滿足瑞利散射;直徑為1.05μm,g=0.92571,保證滿足米散射。粒子的折射率為1.59,入射光波長為0.58μm。垂直入射平行線偏振光與右旋圓偏振光的Stokes矢量分別為[1,1,0,0]、[1,0,0,1],以XOZ為參考平面,垂直接收后向散射光子。光學(xué)厚度τ=ρ·C若入射水平線偏振光為[1,1,0,0],電場矢量沿著X軸方向,水平偏振分量I若入射圓偏振光為[1,0,0,1],右旋圓偏振分量II4.1單次大角度后向散射的偏振方向分布特性圖4為含直徑0.11μm粒子的散射介質(zhì)中線偏振光與圓偏振光后向散射的偏振度與各強度量隨光學(xué)厚度的變化曲線。從圖4(a)可以看出,隨著光學(xué)厚度的增加,后向散射光中經(jīng)歷多次散射的光子比例增加,線偏振度與圓偏振度逐漸減小,且線偏振度隨光學(xué)厚度的變化曲線在圓偏振度的之上,即線偏振光比圓偏振光消偏慢,具有更強的偏振保持能力。在圖4(b)中,線偏振光平行分量I上述現(xiàn)象可通過瑞利散射理論分析,運用瑞利散射理論計算單次散射后的各強度分量。線偏振光入射時,散射強度I圓偏振光入射時,散射強度I式中μ=cosα。線偏振度與方位角有關(guān),為計算單次散射后線偏振度隨散射角的變化特性,對線偏振光的各強度分量的方位角從0到2π進行積分求平均,計算得到線偏振度與圓偏振度分別為P為表達偏振方向或旋性的改變,此處偏振度計算未加絕對值符號,負值代表偏振方向或旋性發(fā)生改變根據(jù)第2節(jié)的分析,小粒子發(fā)生后向散射時,表現(xiàn)出單次大角度后向散射偏振特性。從圖5可以看出,單次大角度后向散射時,線偏振光不改變偏振方向;而圓偏振光單次大角度后向散射時,旋性發(fā)生了改變,導(dǎo)致圓偏振光后向散射發(fā)生了旋性反轉(zhuǎn)。在每次散射事件中,粒子散射使得一部分線偏振光的偏振方向發(fā)生改變。由于前、后向散射對稱,只需計算單次前向散射或后向散射即可,從(9)、(11)式計算得出偏振方向發(fā)生改變的線偏振光占總強度的比例為而粒子散射使得一部分圓偏振光發(fā)生旋性反轉(zhuǎn),從(12)、(14)式計算得出發(fā)生旋性反轉(zhuǎn)的圓偏振光占總強度的比例為對于垂直線偏振光[1,-1,0,0],在每次散射事件中,粒子散射使得一部分垂直方向的偏振光變?yōu)樗椒较蚱窆?對于+45°方向線偏振光[1,0,1,0],每次散射使得一部分+45°方向的偏振光變?yōu)?35°方向偏振光。經(jīng)過計算,這部分光均占總強度的1/16,與水平線偏振光[1,1,0,0]的計算結(jié)果一致,只是偏振方向不同,且[1,1,0,0]、[1,-1,0,0]與[1,0,1,0]的后向散射偏振度隨光學(xué)厚度的變化曲線幾乎完全重合。因此,垂直線偏振光[1,-1,0,0]、+45°方向線偏振光[1,0,1,0]與水平線偏振光[1,1,0,0]具有相同的偏振保持能力。對于左旋圓偏振光[1,0,0,-1],每次散射使得一部分左旋圓偏振光變?yōu)橛倚龍A偏振光,計算得到這部分光占總強度的1/8,與右旋圓偏振光的[1,0,0,1]計算結(jié)果一致,只是旋性不同,且[1,0,0,1]與[1,0,0,-1]的后向散射偏振度隨光學(xué)厚度的變化曲線幾乎完全重合,因此,兩者具有相同的偏振保持能力。在每次散射中,圓偏振光由于散射轉(zhuǎn)化為其相反偏振態(tài)的可能性是線偏振光的兩倍,這解釋了在小粒子的散射介質(zhì)中,線偏振光比圓偏振光具有更強偏振保持能力的原因。4.2后向散射光的表征圖6為米散射粒子(1.05μm)中線偏振光與圓偏振光后向散射的偏振度與各強度量隨光學(xué)厚度的變化關(guān)系。從圖6(a)中可以看出,隨著光學(xué)厚度的增加,線偏振度迅速減小;而圓偏振度開始時逐漸增加直到0.6附近,然后逐漸減小。米散射粒子與瑞利散射粒子的后向散射偏振特性顯著不同,其線偏振光比圓偏振光消偏快,即圓偏振光有更強的偏振保持能力。在圖6(b)中,I對于圓偏振光,隨著光學(xué)厚度的增加,越來越多經(jīng)歷前向小角度散射事件的光子發(fā)生后向散射,前向小角度散射的旋性得到保持圖8給出了光學(xué)厚度為10時線偏振光后向散射I、Q、I米散射粒子的后向散射光主要由一系列經(jīng)歷前向小角度散射事件的光子構(gòu)成,將入射方向k式中散射矩陣A(α)為式中SE式中β=45°。在散射平面P′上經(jīng)歷n次前向小角度α式中負號僅表示與設(shè)定方向相反。E由于散射過程的隨機性,實際散射中不可能保證某一光子在后向散射過程中始終在同一平面內(nèi)散射,上述分析只是從總體上定性說明了米散射粒子中線偏振光后向散射偏振方向隨方位角的變化規(guī)律,體現(xiàn)了線偏振光偏振方向的方位依賴性。對于入射水平線偏振光[1,1,0,0],其電場矢量沿著X軸正方向。根據(jù)上述分析,光子在0°方位角平面XOZ內(nèi)散射,無需旋轉(zhuǎn)參考平面,但電場矢量旋轉(zhuǎn)了180°,保留了入射光偏振方向,對I對于垂直線偏振光[1,-1,0,0]及+45°方向線偏振光[1,0,1,0],其散射過程及成像面的空間分布與水平線偏振光[1,1,0,0]的規(guī)律相同,分析方法相同,只是偏振方向不同。其本質(zhì)上都是線偏振光,且[1,1,0,0]、[1,-1,0,0]與[1,0,1,0]的后向散射偏振度隨光學(xué)厚度的變化曲線幾乎完全重合,因此,它們與水平線偏振光[1,1,0,0]具有相同的偏振保持能力。對于左旋圓偏振光[1,0,0,-1],其散射過程及成像面的空間分布與右旋圓偏振光[1,0,0,1]的規(guī)律相同,分析方法相同,只是旋性不同,本質(zhì)上都是圓偏振光,且[1,0,0,1]與[1,0,0,-1]的后向散射偏振度隨光學(xué)厚度的變化曲線幾乎完全重合,因此,兩者具有相同的偏振保持能力。5偏振傳輸特性研究利用蒙特卡羅方法仿真線偏振光與圓偏振光的后向散射過程,運用瑞利散射和米散射理論對兩者散射時光子偏振態(tài)的微觀變化過程進