Design af et optisk system til generering af ringformede fokuserede bjælker ved hjælp af et konisk spejl og et parabolisk cylindrisk spejl

Baohua Chen^a, Quanying wu^a,*, Yunhai Tang^a, Junliu fan^a, Xiaoyi Chen^b, Yi Sun^c

^aJiangsu Key Laboratory of Micro og Nano Heat Fluid Flow Technology and Energy Application, School of Physical Science and Technology,
Suzhou University of Science and Technology, Suzhou 215009, Kina

^bSuzhou Mason Optical Co., Ltd., Suzhou, Jiangsu 215028, Kina

^cSoochow Mason Optics Co., Ltd., Suzhou, Jiangsu 215028, Kina

1. Introduktion

Laserstråleformning og modulation har en vigtig rolle i fiberoptisk kommunikation, laserskæring og lasersvejsning [1,2]. Industriel tyndvægget rør svejsning afsluttes normalt med en fokuseret laserstråleplads kombineret med automatiseret maskiner [3,4]. Svejseeffekten af ​​denne metode er dårlig og ineffektiv på grund af den lave nøjagtighed af slagbanen for automatiseret maskineri og den ikke -ensartede intensitetsfordeling af den fokuserede bjælke. Derfor foreslås nye optiske systemer at løse disse problemer ved direkte at forme bjælken til en ringformet bjælke [5–8]. De fleste af de optiske systemer, der bruges til ringformet stråleformning, er transmissive [9–11], bestående af en konisk linse og en fokuserende linse. Ikke desto mindre, begrænset af den koniske linsepoleringsproces, er spidsen af ​​objektivcentret tilbøjelig til afrunding, hvilket resulterer i en ikke -ensartet midtbjælke og reducerer dens kvalitet. Transmissive systemer med et linsefilmlag kan ikke understøtte laserstråler med høj effekt i lang tid og inducere redundans af optisk systemmængde og andre problemer, hvilket påvirker den endelige svejseeffektivitet og nøjagtighed. Spejle af det reflekterende optiske system kan behandles af ultra-præcision enkeltpunkts diamantdrejning (SPDT) med høj effektivitet og god præcision, og reflektiviteten er 98% efter guldbelægning på metaloverfladen [12]. Imidlertid bruger sådanne optiske systemer stadig den samme lodrette vinkel på det koniske spejl, hvilket resulterer i en struktur, hvor fokuseringsspejlets placering ikke frit kan ændres, og designfriheden er begrænset [13,14]. Når den hændelsesstråle er gaussisk, er den ringformede intensitetsfordeling ikke ensartet. Problemet med termisk deformation kan ikke løses i svejseprocessen for stort ringformet svejsegap.

I denne undersøgelse er et reflekterende optisk system designet til at tackle problemerne i begrænsede grader af frihed til reflekterende optiske systemer og ikke -ensartet fokuseret ringformet bjælke baseret på koniske og parabolske spejle. En parabolisk rotationsmatrix er afledt for enhver konisk spejls lodret vinkel for at øge designfriheden for det optiske system. Derefter er en konkav -konveks parabolisk cylindrisk integrationsspejl designet til at øge den ringformede ringbredde af den fokuserede ringformede bjælke og optimere dens intensitetsfordeling for at danne en ringformet bjælke med ensartet intensitetsfordeling.

2. Designmetode

2.1. Den oprindelige struktur af det optiske system

Det optiske system består af et konisk spejl M1 og et parabolisk cylindrisk spejl M2, som vist i fig. 1. Det er designet på basis af det ringformede stråle Diameter Ø, den arbejdsafstand Z1, og bjælkens størrelse H. Meridionalplanet er afbundet, og dens aksis x og den optiske aksul Formeringsretning drejes omkring 90◦ og reflekteres derefter over M2. Endelig konvergerer hele strålen på omdrejningspunktet F. I betragtning af at fokuspunktet F forskydes fra den optiske akse Z, dannes en fokuseret ringformet bjælke i fokusplanet med en radius lig med forskydningsafstanden. For at opsummere bestemmes koordinaterne for fokus F af den arbejdsafstand Z1 og den ringformede bjælkes diameter Ø, og størrelsen på M1 påvirkes også af den hændelsesstråle's størrelse H. Optiske systemparametre kan opnås fra de oprindelige betingelser.

M1s reflekterende overflade dannes af en konisk linje, der roterer rundt om den optiske akse z, og den koniske linje ligning L (x, z) i meridionsplanet er defineret som følger:

Spidsvinklen A af M1 er 90◦, og dens bunddiameter kan indstilles i overensstemmelse med den hændelseslaserstørrelse H.

M2s reflekterende overflade dannes af parabolaen, der roterer rundt om den optiske akse z, og dens symmetriakse er Axis X. Parabola P (X, Z) i meridionsplanet er defineret som følger:

Hvor F er brændvidden for parabolen, er L afstanden mellem parabolens toppunkt og Z -aksen, og fokuspunkt F -koordinaterne er F (XF, ZF). Hvis XF er lig med –D, og ​​ZF er lig med nul, er radius for den fokuserede ringformede stråle d. Fokuslængden F er den ukendte parameter i ækv. (2). Edge Point T er placeret på P (x, Z), dens Z -koordinat er –Z1, og dens X -koordinat er lig med radius R, hvis værdi med rimelighed er indstillet af det optiske systems størrelse. Endelig kan brændvidden F beregnes ved at erstatte T (R, –Z1) i ækv. (2).

2.2. Optisk system med konisk spejl spids vinkel ændret

Den reflekterede bjælke på M1 ændres fra 1 til 2, når spidsvinklen på M1 er ′, som vist i fig. 2. Symmetriaksen X ′ af parabolaen skal være parallel med det reflekterede lys 2 for at fortsætte med at fokusere og fokuspositionen uændret. Faktisk drejes parabola P (x, z) omkring fokus F med en bestemt vinkel θ for at opnå en ny parabola P ′ (x ′, z ′), og vinklen θ er lig med 90º– ′. hvor t er et punkt på parabola p (x, z) før rotationen, og vektoren til fokus f er ft̅ →=(x - xf, z - zf). T ′ er det roterede punkt for T, og vektoren til fokus f er ft̅ → ′=(x ′ - xf, z ′ - zf). Placeringen af ​​punkt T ′ (x ′, z ′) kan beregnes ved hjælp af følgende formel:

Fig. 1. Det ringformede stråleoptiske system består af et konisk spejl M1 og et parabolisk cylindrisk spejl M2.

Fig. 2. Optisk system med konisk spejlpexvinkel ændret. Den faste blå linje repræsenterer stråleformeringsprocessen, når spidsvinklen er, og den stiplede linje repræsenterer forplantningsprocessen, når spidsvinklen er ′.

hvor er vinklen mellem vektoren ft̅ → og aksen x og ▕ ft̅ → ▕ er modulet for vektoren ft̅ →. Ovenstående formel er forenklet som følger:

hvor koordinaterne for T ′ og T omdannes til hinanden ved rotationsmatrix Tθ, så den paraboliske P ′ (X ′, Z ′) ligning er som følger:

De optiske systemer er designet ved hjælp af koniske spejle med tre typer spidsvinkler på=90 ◦, ′> 90◦ og ′ ′ <90◦, som vist i fig. 3. I betragtning af, at placeringen af ​​M2 ændres, når de spids vinkel af M1 ændrer sig, kan det optiske system designes ved at vælge den optimale spidsvinkel for M1 på grund af de faktiske betingelser, f.eks. Arbejdsrummet og mekanisk struktur.

Den ringformede laserstråleadius kan bestemmes af koordinaterne for fokus F i ovennævnte designmetoder. F -koordinaterne er f (–d, {{0}}), og de øvre og nedre bjælker opnået ved stråleporingssimulering mødes først og derefter forplantes til fokalplanet, som vist i fig. 1. Når f -koordinaterne er f (0, 0), hele laserbjælken på m2 konverges i et fokuseret punkt. Når F -koordinaterne

Fig. 3. Optiske systemer med forskellige koniske spejlpexvinkler. (A) Apex -vinklen=90 ◦. (B) Apex -vinklen ′> 90◦. (C) Apex -vinklen ′ ′ <90◦.

er f (d, {{0}}), laserstrålerne forplantes direkte til fokusplanet uden overlappende. Selvom den ringformede bjælke har samme størrelse som F (–D, 0), er dens intensitetsfordeling og praktisk anvendelse forskellige.

Fig. 4 (a) viser den ringformede bjælke, der er modtaget af detektorfremviseren, når F -koordinaterne er f (–d, 0), og fig. 4 (b) viser intensitetsfordelingskurven for den ringformede bjælke. Intensitetens top er ved den udvendige kant, og dens fordeling mindskes monotonisk udefra til det indre. Det er passende til intern svejsning mellem komponenter i påføringsfeltet for lasersvejsning i fig. 4 (c).

Fig. 5 (a) viser den ringformede bjælke, der er modtaget af detektorfremviseren, når F -koordinaterne er f (d, 0). Fig. 5 (b) indikerer, at intensiteten er ved den indre kant, og dens fordeling er modsat den i fig. 4 (b). Som vist i fig. 5 (c) er det velegnet til ekstern svejsning af komponenter i lasersvejsning.

2.3. Design af en ensartet ringformet laserstråle

Beam -ensartethed σ kan måles ved forholdet mellem forskellen mellem den maksimale og minimale intensitet og den gennemsnitlige intensitet, som vist i formel (7). Fig. 4 og fig. 5 viser den ringformede laserstråleintensitetsfordeling af fokusplanet er ikke ensartet designet med ovenstående metode.

Som vist i fig. 6 ændres M2 til en konkav -konvex parabolisk cylindrisk integrationsspejl for at forbedre ensartetheden af ​​bjælkeintensiteten [15,16]. Overfladen af ​​M1 er adskilt i områder 1, 2, 3. på basis af den ringformede ringbredde-CD, og ​​indstil bredden af ​​hvert afsnit langs z-aksen som Z11, Z12, Z13.

Hvor laserstrålen reflekteres på det konkave spejl i områder 1 og 3, konvergerer derefter ved fokuspunkter F1 og F3 og når til sidst CD. Strålen i område 2 reflekteres på det konvekse spejl og bevæger sig i den modsatte retning langs det virtuelle fokus F2, og når til sidst også CD, og ​​området 2 -bredden er mindre end CD -bredden.

Intensiteten af ​​den gaussiske laserstrålehændelse på områder 1, 2 og 3 er monotonisk faldende. Dens intensitet falder støt fra punkt D til punkt C, der reflekteres over for CD ved det konkave paraboliske spejl over område 1 og øges med det konvekse paraboliske spejl over område 2. som et resultat, den ringformede fokuserede bjælkeintensitet ved CD bliver ensartet af den konkave-kontakseoverflade.

Når spidsvinklen på det koniske spejl er ′ ′, kan den konkave paraboliske ligning PN1 (XN1, Zn1) med F1 (XF1, ZF1) som fokus defineres som følger:

Hvor punkter A og B er placeret på PN1 (XN1, Zn1), og F1 er skæringspunktet mellem linjer AD og BC. Koordinaterne for A (XA, ZA), C (XC, ZC) og D (XD, ZD) beregnes ud fra den oprindelige tilstand. ZB -koordinaten i B (XB, ZB) er lig med ZA+Z11. Værdien af ​​XB, koordinaten for F1 og brændvidden FN1 i ækv. (8) kan løses ved hjælp af følgende ligninger:

Fig. 4. Annulær stråleintensitetsfordeling ved F (-d, 0) i fokusplanet. (a) Den ringformede bjælke, der blev modtaget af den 10 × 10 mm detektor seer. Det sted, der er markeret med cirklen, viser, at bjælkeintensiteten til venstre er lav, mens den til højre er høj. (b) Intensitetsfordelingskurve. (c) Intern svejsning af rørformede dele. Det viser, at strålestien er anvendelig til intern svejsning af rørformede dele.

Fig. 5. Annulær stråleintensitetsfordeling ved f (d, 0) i fokusplanet. (a) Den ringformede bjælke, der blev modtaget af den 10 × 10 mm detektor seer. Det sted, der er præget af cirklen, viser, at bjælkeintensiteten til venstre er høj, mens den til højre er lav. (b) Intensitetsfordelingskurve. (c) Ekstern svejsning af rørformede dele. Det viser, at strålestien er velegnet til ekstern svejsning af rørformede dele.

Fig. 6. Design af den konkave -konvex paraboliske cylindriske integrerende spejl. (a) Sti -diagrammet for laserstrålen på det integrerende spejl. Det viser, at den hændelseslaserstråle er opdelt i områder 1,2,3 ved det integrerende spejl og derefter overlejret på CD. (b) Integrering af spejldesign skematisk.

Fig. 7. (a) ensartet ringformet laseroptisk system. Overflade 1 repræsenterer et konisk spejl, og overflade 2 repræsenterer en konkav -konvex parabolisk cylindrisk integrationsspejl. (b) Den ensartede ringformede bjælke modtaget af den 10 × 10 mm detektor seer. (c) Intensitetsfordelingskurve. Den stiplede cirkelmærke viser, at den ringformede ringbredde er nær et rektangel.

Tilsvarende kan den konvekse paraboliske ligning PN2 (XN2, Zn2) med F2 (XF2, ZF2) som fokus defineres som følger:

Hvor punkter A (XA, ZA), C (XC, ZC) og D (XD, ZD) er de kendte koordinater, og værdien af ​​ZE i E (XE, ZE) er lig med ZB+Z12. Kombineret med ækv. (9) kan koordinaten for omdrejningspunktet F2 og fokuslængde FN2 beregnes i ækv. (10). Dette kan sikre kontinuerlig glathed ved forbindelsespunkterne på konkave og konvekse overflader, såsom B og E, og tilfredsstille følgende begrænsninger:

En konkav -konvex parabolisk cylindrisk integrationsspejl opnås på basis af ovennævnte metode, som vist i fig. 7 (a). Fig. 7 (a) viser det ensartede ringformede laserstråleoptiske system, hvor overflade 1 repræsenterer et konisk spejl og overflade 2 repræsenterer en konkav -konvex parabolisk cylindrisk integrerende spejl. Den strålende intensitet, der modtages af detektorfremviseren, er afbildet i fig. 7 (b). Distributionskurven for den ringformede ringbredde er nær et rektangel i fig. 7 (c). Ensartetheden er mere end 80%, og dens værdi vil være højere, når opdelte regioner stiger.

3. eksperiment

Designparametrene i det optiske system er tilvejebragt i tabel 1, hvor den ydre diameter D ′ af fokusplanuniform ringformet laserstråle er 12 mm, og den indre diameter D ′ ′ er 6 mm. Hændelsesstrålens diameter H er 2 0 mm, og radiusstørrelsen R på venstre side af den konkave -konvex paraboliske cylindriske integrerende spejl er 35 mm. Arbejdsafstand Z1 er 15 0 mm, og ensartetheden af ​​den ringformede bjælkeintensitet er større end 85%. De optiske systemparametre beregnes ved MatalB ved hjælp af ækv. (1) - (10), som anført i tabel 2 og tabel 3. Det koniske spejls størrelse H ′ er 28 mm, og dens spids vinkel ′ ′ er 86 ◦. Koordinaterne for punkter C og D er henholdsvis (3, 0) og (6, 0), og rotationsvinklen θ for hvert parabolisk spejl er 4◦.

Fig. 8 (a) viser kurven for integration af spejl. Bredden på hvert område er 2 mm, hvilket er meget mindre end deres brændvidde. Derfor ser den samlede kurve ikke direkte et mønster, der ligner bølger, men snarere en lige linje. Punkt G og punkt J er tilstødende punkter ved det konkave konvekse kryds. Forskellen mellem deres X -værdier er 2 um, og forskellen mellem deres Z -værdier er 5 um. Der er ikke noget springpunkt, så hele kurven er glat. Fig. 8 (b) viser den trinvise ændringshastighed for Z -værdi med X -værdi på kurven. I det konkave område fra punkt A til punkt B øges ændringshastigheden gradvist. I det konvekse område fra punkt B til punkt E falder ændringshastigheden gradvist, så hele ændringshastigheden er et åbenlyst brudt linjekort.

Materialet i spejle er iltfrit kobber, og deres overflader er rotationsmæssigt symmetrisk og let fremstillet ved hjælp af SPDT-teknologi, som vist i fig. 9 (a). Tipfejlen i det forarbejdede koniske spejl kan reguleres under 1 um, spidsvinklen er mindre end 0. 001◦. Sammenlignet med glaspolering tager det mindre tid at opnå 5 nm ruhed med SPDT. Fig. 9 (b) viser det optiske system med den ensartede ringformede bjælke med fokus på den venstre hvide skærm. De optiske monteringer og komponenter er alle koaksiale, og afstanden mellem den hvide lysskærm og det paraboliske spejl er 150 mm.

Den hvide skærm erstattes med et CCD -kamera med en måloverfladestørrelse på 2\/3 tommer og en pixelstørrelse på 4,5 um. Den ringformede laserstråle modtaget af detektoroverfladen er vist i fig. 10 (a). Der er pletter og omstrejfende lys omkring den ringformede bjælke på grund af den eksterne lyskilde og eksponeringsstøj. Kurven for intensitetsfordelingen er vist i fig. 10 (b). Den ringformede laserstrålebredde optager 686 pixels svarende til 3,09 mm, og fejlen er 3% sammenlignet med den teoretiske værdi. Den gennemsnitlige intensitet af kurven er 222,4 W\/m2. Intensiteten af ​​højenergipunktet er 230,6 W\/ m2, mens intensiteten af ​​lavenergipunktet er 205,3 W\/ m2. Ensartetheden σ er som følger:

4. Konklusioner

Et optisk system til generering af ringformede bjælker ved hjælp af et konisk spejl og et parabolisk cylindrisk spejl er designet i denne undersøgelse. Rotationsligningen af ​​det paraboliske cylindriske spejl udledes for at forbedre designfriheden. Den konkave -konvex paraboliske cylindriske integrationsspejl er designet på grundlag af principperne for overfladeafdeling og stråle -superposition. Som et resultat kan denne metode konstruere en ringformet bjælke ved hjælp af et minimalt antal spejle. Ensartetheden af ​​bjælkeintensiteten er også blevet forbedret og opfylder applikationsfelterne for højere præcision. Det eksperimentelle resultat viser, at diameterfejlen for den ringformede bjælke er mindre end 3%, og ensartetheden når 89%.

Fig. 8. (a) Kurven for det integrerende spejl. Konkave områder er indikeret af blå linjer og konvekse områder af røde linjer. Områdebredden er meget mindre end brændvidden, så hele kurven ligner en lige linje. (b) trinvis ændringshastighed for Z -værdi med x -værdi på kurven.

Fig. 9. Eksperimentelt optisk system. (a) Konisk spejl og den konkave -konvex paraboliske cylindriske integrerende spejl. (b) Rigulær laserstråleeksperimentel enhed.

Fig. 10. (a) Annulær laserstråle på detektoroverfladen på CCD. (b) Intensitetsfordelingskurve. Intensiteten af ​​højenergipunktet er 230,6 W\/m2, mens intensiteten af ​​lavenergipunktet er 205,3 w\/m2, er forskellen kun 25 W\/m2.

Finansiering

National Natural Science Foundation of China (NSFC) (61875145, 11804243); Naturvidenskab. Jiangsu nøglediscipliner for den fjortende femårsplan (tilskud nr. 2021135). Natural Science Foundation of the Jiangsu Higher Education Institutions of China (17KJA140001); Jiangsu -provinsen Key Laboratory (KJS1710). Suzhou Industry Prospect og Key Core Technology Project (SYC2022145).

Erklæring om konkurrerende interesse

Forfatterne erklærer, at de ikke har kendte konkurrerende økonomiske interesser eller personlige forhold, der kunne have set ud til at påvirke det arbejde, der er rapporteret i dette papir.

Datatilgængelighed

Ingen data blev brugt til den forskning, der er beskrevet i artiklen.

Referencer

[1] FM Dickey, Laser Beam Shaping: Theory and Techniques, CRC Press, 2018.

[2] K. Sugioka, Y. Cheng, En tutorial om optik til ultrahasty lasermaterialer behandling: Grundlæggende mikroprocessingssystem til stråleformning og avancerede fokuseringsmetoder, adv. Opt. Technol. 1 (5) (2012) 353–364.

[3] Em Shamov, nn Evtiheev, i Shiganov, I. Begunov, Teknologi og udstyr til lasersvejsning af ringformede rør Junction i fast placering af gas-main rørledninger, J. Phys. Conf. 1109 (2018).

[4] Josef BA, Thomas K., Laser Beam Welding Device and Method to Operating Same, EP2361717 (2017).

[5] Kraemer, Wilfried og Andreas Buechel, enhed til laseroverførselssvejsning af en ringformet svejsesøm, US20190054565A1 (2019).

[6] R. Kuwano, T. Koga, T. Tokunaga, ringformet stråleformende optik fremstillet med ultra-præcisionsskæring til YAG-laserbehandling, Opt. Rev. 19 (2) (2012) 98–102.

[7] E. Govekar, A. Jeromen, A. Kuznetsov, undersøgelse af en ringformet laserstråle baseret på aksialt fodret pulverbeklædningsproces, CIRP ANN. 67 (1) (2018) 241–244.

[8] M. Kotar, M. Fujishima, GN Levy, fremskridt inden for forståelsen af ​​den ringformede laserstråle -trådbeklædningsproces, J. Mater. Behandle. Technol. 294 (12) (2021), 117105.

) e 57984-.

[10] Henzhen Song, Zhengjun Liu, Jingfei YE, tilfældige kilder, der genererer FAR-felter med ringformede array-profiler, Optik 168 (2018) 590–597.

[11] Sadik C. Bing Shao, Jaclyn M. Esener, Elliot L. Nascimento, Botvinick, Michael W. Berns, dynamisk justerbar ringformet laserfangst baseret på aksiconer, Appl. Opt. 45 (25) (2006) 6421–6428.

[12] Shen Zhengxiang, Jun, Yu Zhenzhen, Tilpasset design og effektiv fremstilling af to freeform aluminiumspejle ved enkeltpunkt Diamond Turning -teknik, Appl. Opt. 58 (9) (2019) 2269–2276.

[13] Markus L., Sonja K., Laser Beam -svejsningsindretning til svejsningskomponenter med hinanden, omfatter en laserstråle -kilde, en optisk enhed arrangeret i en laserstråle -sti og en enhed tilvejebragt til relativ bevægelse mellem den optiske enhed og komponenterne, DE102010003323 (2011).

[14] Geyan Fu, Shihong Shi, Xuelei HAN, Testforskning af lasersvejsning baseret på koaksialtrådfodring gennem en ringformet laserstråle, hage. J. Lasers 37 (8) (2010) 2080–2085.

[15] Zexin Feng, Yi Luo, Yanjun HAN, Design af LED -frieform optisk system til vejbelysning med høj lys\/belysningsforhold, Opt. Express 18 (21) (2010) 22020–22031.

[16] Y. Song, Y. Chen, J. Xin, To-dimensionel stråleformning og homogenisering af laserdiodestak med høj effekt med rektangulær bølgeleder, front. Optoelectron. 12 (3) (2019) 311–316.