Проходження світла через кристали. Нелінійні оптичні явища

Оптичні середовища, показник заломлення яких залежить від напряму поширення світлової хвилі, називають анізотропними або кристалічними.

Анізотропія кристалів зумовлена симетрією їх внутрішнього стану. В ізотропному середовищі при впливі електричного поля виникає зміщення електричних зарядів, що характеризується вектором електричного зміщення , причому вектори і колінеарні і пов'язані рівнянням (1).

В анізотропному середовищі в загальному випадку електричні заряди зміщуються не у напрямі прикладеного електричного поля і вектори не співпадають ні по модулю, ні у напрямі.

Однак в будь-якому кристалі існують три головних напрями, для яких зберігається колінеарність векторів і і справедливі співвідношення:

; ; , (1)

причому осі координат , , вибрані вздовж головних напрямів. У загальному випадку (рис. 1. а).

У вибраній системі координат , , для будь-якого кристала

Рис. 1 Проходження світла через кристали

Головні напрями можна записати рівняння так званої характеристичної поверхні:

,

де , , - головні показники заломлення.

Характеристична поверхня являє собою еліпсоїд Френеля, причому довжини головних напівосей цього еліпсоїда рівні відповідно (), () і () (рис. 1 б).

З аналітичної геометрії відомо, що будь-який еліпсоїд має два кругових перетини.

Напрями, що перпендикулярні круговим перетинам еліпсоїда Френеля, називають оптичними осями кристала. Отже, кристал у загальному випадку має дві оптичні осі (двовісний кристал). Якщо , то еліпсоїд Френеля вироджується в еліпсоїд обертання, що характеризує одновісний кристал з оптичною віссю вздовж осі .

Будь-яку площину, проведену через оптичну вісь, називають головним перетином кристала.

При поширенні світлових хвиль в анізотропному середовищі з напрямом коливань вздовж головних напрямів , , фазові швидкості мають той же напрям, що і вектор . У цьому випадку на основі (1) отримаємо

; ; .

Однак при довільному напрямі коливань вектор фазової швидкості хвилі неколінеарний вектору , що характеризує також напрям світлового променя і групової швидкості хвилі.

Нехай лінійно поляризована плоска світлова хвиля розповсюджується вздовж осі , причому вектор складає кут з віссю (рис. 2).

Розкладемо початкове коливання на дві що складають, одна з яких має напрям вздовж осі , а інша – вздовж осі . Таким чином, в кристалі вздовж осі розповсюджуються дві хвилі з різними фазовими швидкостями і . На виході кристала між цими хвилями виникає різниця фаз

,

де – товщина кристала.

У залежності від значення між двома хвилями виникає різниця фаз , що в загальному випадку призводить до еліптичної поляризації.

При , де , і виконуються умови виникнення кругової поляризації, і лише при зберігається лінійна поляризація світлової хвилі.

В анізотропних середовищах має місце подвійне променезаломлення. Пояснимо це явище на прикладі одноосного кристала. Нехай з повітря на кристал під кутом падає пучок неполяризованого світла, причому для даного кристала і оптична вісь направлена по осі . Визначимо , а .

Розкладемо падаючу хвилю на дві, що складають, в одній з яких вектор коливається вздовж осі , а в іншій – в площині . Для цих хвиль на основі закону заломлення можна написати такі співвідношення:

;

.

Рисунок 3 – Хвильова поверхня кристалів

Оскільки , то , і заломлені промені розповсюджуються в кристалі в двох різних напрямах. Отже, на межі ізотропного середовища з кристалом відбувається розкладання падаючих пучків світла на два непаралельних пучків, званих звичайним і незвичайним, кожний з яких повністю лінійно поляризований.

Якщо , кристали називають негативними, а при – позитивними. У кристалах хвильова поверхня є подвійною, і у разі одноосных кристалів вона складається з сфери і еліпсоїда (рис. 4).

Рисунок 4 – Призма Ніколя

Для звичайної хвилі показник заломлення не залежить від напряму поширення хвилі, а для незвичайної хвилі неоднаковий в різних напрямах.

Сфера і еліпсоїд торкаються один одного в двох точках і , які визначають напрям оптичної осі ,що співпадає з головною віссю симетрії кристала. Хвиля, що розповсюджується вздовж оптичної осі, не випробовує подвійного заломлення, а при поширенні хвилі перпендикулярно оптичної осі різниця і відповідна різниця фазовий швидкостей максимальні.

Подвійне променезаломлення широко використовує для виготовлення поляризаторів. Розглянемо для прикладу призму Ніколя, що отримала широке практичне застосування (рис. 4).

Призму Ніколя звичайно виготовляють з прозорого кристала ісландського шпата (кальцита), що має сильне подвійне променезаломлення (;).

Призму розпилюють, як показано на рис. 5, у напрямі і склеюють ялицевим бальзамом з . Таким чином, витримується співвідношення .

Рисунок 5- Лінійно поляризоване коливання

Пучок природного світла, входячи в призму Ніколя, випробовують подвійне променезаломлення і розділяються на два пучки: звичайний і незвичайний, які лінійно поляризовані у взаємно ортогональних напрямах.

На межі з ялицевим бальзамом виконується нерівність , і звичайний промінь випробовує повне внутрішнє відображення, тобто повністю відхиляється в сторону.

Незвичайний промінь, для якого , проходить через шар ялицевого бальзаму і розповсюджується далі. Таким чином, призма Ніколя пропускає одні лінійно поляризовані пучки з інтенсивністю, приблизно рівній половині інтенсивності падаючих пучок.

Деякі середовища володіють здатністю обертати площину поляризації.

Ці середовища називають оптично активними. Прикладами таких середовищ є деякі одноосні кристали, наприклад кварц, а також аморфні речовини, наприклад, цукор, нікотин та ін. У одноосних оптично активних кристалах поворот площини поляризації відбувається при поширенні світла вздовж оптичної осі.

Обертання площини поляризації деякою мірою аналогічне подвійному променезаломленню. Для пояснення цього зазначимо спочатку, що будь-яке лінійно поляризоване коливання можна розкласти на два кругових коливання з правим і лівим обертанням (рис. 5, а). У оптично активній речовині швидкість поширення хвилі з лівим обертанням відмінна від швидкості поширення хвилі з правим обертанням.

Тому час, необхідний кожній хвилі для проходження одного і того ж відрізка в активному середовищі, що досліджується, виявиться різним. У результаті вектори і повернуться на різні кути і , що еквівалентно повороту площини поляризації на кут (рис. 5, б):

.

Відмінність швидкостей хвилі в правообертаючому і лівообертаючому кристалічних речовинах пов'язано з асиметрією зовнішньої форми (відсутність центра симетрії), а у разі аморфних однорідних тіл з несиметричною будовою складних молекул активного середовища, що не мають ні центра, ні площини симетрії.

При високій щільності енергії оптичного випромінювання, яку можна забезпечити за допомогою сучасних лазерів, в ряді оптичних середовищ виникають нелінійні явища.

Спрощене якісне пояснення цих явищ полягає в наступному. Світлова хвиля, що розповсюджується в матеріальному середовищі розгойдує електрони середовища, відхилення яких від положення рівноваги у разі малої щільності енергії випромінювання пов'язане лінійною залежністю з напруженістю електричного поля хвилі. Коливальні електрони є джерелами повторних хвиль, які складаються між собою і з первинною хвилею, внаслідок чого формується сумарна світлова хвиля.

При збільшенні щільності енергії первинної хвилі лінійна залежність між відхиленням електронів і напруженістю електричного поля порушується, що призводить до того, що повторні хвилі, а отже, і сумарна хвиля містять різні кратні частоти первинної світлової хвилі. У процесі підсумовування (інтерференції) повторні хвилі можуть посилювати або послаблювати одна одну.

Умови, при яких відбувається утворення сумарної хвилі з частотами, відмінними від частоти первинної світлової хвилі, називають умовами просторового синхронізму.

Розглянемо одне з найпростіших нелінійних явищ - генерацію другої гармоніки. Нехай в нелінійному середовищі в напрямі розповсюджується монохроматична світлова хвиля, яка відповідно до виразу (1.7) може бути записана у такому вигляді:

,

де - показник заломлення середовища для світлової хвилі з частотою ; - швидкість світлової хвилі у вакуумі.

У довільних точках і виникають повторні хвилі на частоті , яку можна описати такими виразами:

;

де - показник заломлення середовища для повторних хвиль з частотою .

З записаних виразів видно, що повторні хвилі після виникнення в точках і розповсюджуються зі швидкістю , яка відрізняється від швидкості первинної хвилі .

Повторні хвилі приходять в будь-яку точку в однаковій фазі і посилюють одна одну тільки при виконанні рівності , яка є умовою просторового синхронізму при подвоєнні частоти.

Генерацію другої гармоніки уперше спостерігали в 1961 р. при поширенні випромінювання рубінового лазера в одноосних кристалах. Для виконання умови просторового синхронізму був вибраний напрям, при якому .

Особливо ефективно явище спостерігається при використанні невидимого випромінювання з , коли з нелінійного середовища вийде яскраво-зелене випромінювання з .

Аналогічно можна пояснити генерацію сумарних і різнистних частот. Для спостереження цих явищ в нелінійне середовище необхідно ввести дві первинні хвилі з хвильовими векторами і . У кожній точці нелінійного середовища виникають повторні хвилі з комбінаційними частотами і .

Можна показати, що повторні хвилі з сумарною частотою посилюють одна одну тільки при виконанні векторної умови просторового синхронізму, який має такий вигляд:

,

де - хвильовий вектор світлової хвилі з сумарною частотою .

При наявності дисперсії ця умова не може бути виконана в изотропних середовищах.

Однак в кристалах при певних кутах між звичайними і незвичайними променями умова просторового синхронізму виконується. Можна вивести аналогічну умову просторового синхронізму для генерації різницевої частоти і інших комбінаційних частот.

Якщо в середовищі розповсюджуються три хвилі, що задовольняють умові просторового синхронізму, між ними відбувається обмін енергією, і більш слабі хвилі посилюються (параметричне посилення). На цьому принципі працюють параметричні генератори світла, в яких можлива плавна перебудова частоти випромінювання.

Показник заломлення деяких ізотропних середовищ і кристалів, наприклад сірковуглеця, залежить від інтенсивності світлової хвилі. Якщо інтенсивність в поперечному перетині пучок нерівномірна, то показник заломлення середовища буде також нерівномірним, що еквівалентно неоднорідному середовищі.

При вісесиметричному розподілі інтенсивності світла в пучок і її плавній зміні від осі до периферії нелінійне середовище еквівалентне лінзі, і після такого середовища паралельні пучки стають такими, що сходяться або що розходяться.

Це явище називають самофокусовкою. Для спостереження самофокусовки потрібні порівняно високі потужності пучок. Енергетична освітленість, наприклад, у разі сірковуглеця складає приблизно .

Нелінійна оптика розвивається дуже швидко, і коло нелінійних оптичних явищ постійно розширяється. Росте також число практичних застосувань нелінійної оптики в різних оптико-електронних приладах.