Главная   Добавить в избранное Лекции по Физической оптике | реферат


Рефераты, дипломные работы, курсовые работы, доклады, сочинения, шпаргалки, изложения, топики, бестселлеры - скачать бесплатно Рефераты, дипломные работы, курсовые работы, доклады, шпаргалки и т.п - у Нас можно скачать бесплатно.
 Поиск: 
Категории работ:
Рефераты
Дипломные работы
Курсовые работы
Шпаргалки
Доклады
Сочинения
Изложения
Топики
Бестселлеры
Авторские материалы
Отчеты

 

 


Лекции по Физической оптике - реферат


Категория: реферат
Рубрика: Физика
Размер файла: 80 Kb
Количество загрузок:
5
Количество просмотров:
879
Описание работы: реферат на тему Лекции по Физической оптике
Смотреть
Скачать


инимают вид
Введем обозначение
и считаем поглощение достаточно слабым. Тогда в облости
частот, близкой к собственной частоте
и дисперсионные формулы принимают вид
При дальнейшем анализе формул (59) нужно учесть, что функция
2изменяется медленно, в то время как функции имеют резо-
нансный характер. Как видно из определения, представляет
собой разность собственной частоты резонатора и частоты внеш-
него электрического поля. Функции
изображены на рис.12.2.
2В дальнейшем нас будет интересовать ширина Лоренцевой ли-
нии на уровне 1/2 от максимума. Легко видеть, что она равна g.
Область, где показатель преломления увеличивается с ростом
частоты называется нормальной дисперсией, а внутри полосы пог-
лащения - аномальной дисперсией.
_я24. Частные случаи дисперсионных формул.
_я24.1. Формула Зельмейера для области прозрачности (g=0).

2- 40 -
2Учтем вклад всех типов осцилляторов в поляризацию среды и
ддисперсию. Будем считать число осцилляторов каждого типа рав-
ным N. Поляризация аддитивна и мы можем обощить дисперсионную
формулу для показателя преломления, записав
Формула Зельмейера
справедлива с удивительной точностью даже для прозрачных твер-
дых тел, хотя все изложенное относилось к разряженныь газам.
_я24.2. Плазменное отражение.
2Плазма представляет собой нейтральную среду, имеющую рав-
ные концентрации положительных и отрицательных зарядов. Поло-
жим и g=0, что соответствует свободным зарядам и малому
поглощению, получим
Величина wp называется плазменной частотой. При (т.е.
2), а при. Как ни странно, показатель пре-
ломления в силу соотношения Максвелла оказывается чисто мнимой
величиной. Подставим ее в формулу Френеля для нормального
падения (63), получим, что коэффицикнт отражения
тождественно равен 100%.
2Происхождение плазменной частоты можно понять следующим
образом: представим себе, что тяжелые положительные ионы плаз-
мы расположены в фиксированных положениях, образуя слои, а
между ними движутся свободные электроны; плазма нейтральна,
плотность заряда =0 и div D =0. Поскольку мы считаем, что
постоянного поля в плазме нет, D=0. Воспользовавшись связью
векторов D,E,P, выражающейся формулой электростатики D=E+4пP,
мы приходим к выводу, что макроскопическое поле в плазме
E=-4пР. Поляризация среды равна. Напишем уравнение движе-
ния электронов
Его решением является, что соответствует кол-
лективному колебательному процессу с плазменной частотой.
_я24.3. Плазменный минимум отражения от полупроводников.
2Плазма в полупроводниках имеет большую концентрацию сво-
бодных зарядов, зависящую от степени легирования, поэтому
плазменная частота попадает в оптическую область спектра. В
твердом теле нужно учитывать вклад в поляризацию от ионов или
атомов кристаллической решетки. Считая поляризацию аддитивной
можно просто сложить ДП электронной подсистемы и решетки. Тог-
да
При условии (66) ДП всей системы равна 1. Это означает,
что полупроводник не отражает и не поглощает. В действитель-
ности при точном расчете коэффициент отражения не обращается в
0, но проходит через резкий минимум.
_я24.4. Поглощение на свободных носителях заряда в полупро-
я2водниках
2Все чистые полупроводники имеют область сильного фундамен-

2- 41 -
тального поглощения, соответствующего переходам из валентной
зоны в зону проводимости через энергетическую "щель". При
энергии фотонов, равной щели, коэффициент поглощения резко
убывает дальнейшем уменьшении энергии фотонов в дальней ИК-об-
ласти начинается медленный рост (см. рис. 12.1) по закону.
Показатель степени p зависит от природы полупроводника, но
обычно мало отличается от 2. Выясним природу сплошного погло-
щения, возрастающего по закону. Это легко сделать, если
в формуле (55) для принять и заменить
по формуле (50). Тогда получится формула
Свободный заряд не может получить энергию от электрического
поля волны, но заряды, считающиеся свободными в полупроводни-
ке, в действительности не совсем свободны, т.к. взаимодейству-
ют с кристаллической решеткой.
_я24.5. Отрицательное поглощение и отрицательная дисперсия.
2Выведенные выше дисперсионные формулы относились к обычной
среде, в которой верхние энергетические уровни атомов и моле-
кул практически не заселены. Соответствующие осцилляторы были
аналогами переходов "вверх" на незаселенные или виртуальные у
сли заселенность инвертирована, то доминируют переходы
"вниз". Естественно, что таким переходам следует приписать
осцилляторы с отрицательной силой и тогда можно использовать
все выведенные ранее формулы. При полной инверсии, когда на
нижнем уровне нет заселенности, можно отбросить все положи-
тельные члены в сумме вкладов осцилляторов в диэлектрическую
проницаемость, оставив только отрицательные члены. Тогда
дисперсионные кривые примут вид, изо й на рис.12.3, соот-
ветствующий отрицательной дисперсии и отрицательному поглоще-
нию, т.е. усилению. Переход среды при инверсии заселенности от
поглощения к усилению уже был рассмотрен в гл.4 с привлечением
коэффициента Эйнштейна В. Теперь мы получили другую интерпре-
тацию того же явления и одновременно обосновали явление отри-
цательной дисперсии.
_я24.6.Дисперсионная формула для рентгеновской области спектра.
2Собственные частоты осцилляторов - аналогов квантовых
переходов внешних электронных орбиталей атома - значительно
меньше частот w ренгеновских фотонов. Это условие, а также
услови о поглощения позволяет упростить дисперсионную формулу,
приведя ее к виду (68). Мы видим, что показатель преломления
становится меньше 1.При достаточно большом угле падения воз-
можно полное внутренние отражение от твердого тела в вакуум.
Можно вывести формулу, определяющую критический угол скольже-
ния для полного внутреннего отражения. Для легких элементов у
которых атомная масса в два раза больше порядкового номера,
эта формула имеет вид (68). На рис. 12.5 изображена зависи-
мость коэффициента отражения от угла скольжения, а на рис.
12.6 зависимость критического угла от длины волны. Разработаны
зеркальные ренгеновские объективы, позволяющие фокусировать
ренгеновские лучи и получать изображения.
_ГЛАВА 13.
_Краткие сведения из кристаллооптики.
_Электрооптический эффект Покельса.

2- 42 -
_я21. Плоские волны в анизотропой среде.
2Диэлектрическая проницаемость анизотропной среды представ-
ляет собой симметричный тензор второго ранга. Приведя его к
главным осям, получим три диагональные компонента,
которые связывают электрическую индукцию с напряженностью
электрического поля соотношениями
что означает несовпадение направлений этитх векторов.
2Наша задача - изучить свойства решений системы уравнений
Максвелла
в виде плоских волнб распространяющихся в диэлектрической не-
магнитной среде.
2Плоская волна выражается формулой вида
где, n - показатель преломления и - единичный век-
тор нормали к волновому фронту.
2Подставив (13.2) в (13.1) получим:
Отсюда видно, что волны поперечны относительно векторов D и H
(см. рис. 13.1). D, E, k расположены в одной плоскости, но
вектор Е непараллелен D. Это приводит к несовпадению направле-
ний волнового вектора и вектора Пойнтинга.
2Обозначим:
2Тогда
2Подставив Н из первой формулы во вторую получим одну из
основных формул кристаллооптики
_я22. Закон Френеля. Двупреломление.
2Расписав (13.7) в проекциях, получим три выражения типа
2Умножив каждое из них на соответствующую проекцию n и
вспоминая, что, получим
что представляет собой закон Френеля, позволяющий вычислить
показатель преломления для заданного значения направляющих уг-
лов, если известны значения компонент тензора ДП. В общем слу-
чае (13.8) имеет 2 разных решения, соответствующих разным
электромагнитным волнам (двупреломление).
2Два луча, возникающие при двупреломлении, поляризованы в
перпендикулярных плоскостях.
_я23. Оптические оси кристалла.
2Направления, вдоль которых отсутствует двупреломление, на-

2- 43 -
зываются оптическими осями.
2Рассмотрим поверхность волновых векторв, отложенных от на-
чала координат. При наличии двупреломления такая поверхность
состоит из двух полостей, определяемых выражением
Если они пересекаются, то в соответствующем направлении пока-
затели преломления одинаковы для обеих волн.
2В общем случае кристаллы имеют две оптические оси, но у
многих они сливаются в одну, что происходит, если 2 компонента
тензора ДП одинаковы.Поверхность волновых векторов в этом слу-
чае состоит из сферы и эллипсоида вращения. Сфере соответству-
ет обыкновенный луч, для которог показатель преломления не за-
висит от направления, а эллипсоиду необыкновенный луч (лучи
обозначаются "о" и "е" соответственно).
2Из рисунка 13.3 следует, что
_я24. Кристалл исландского шпата. Пластинка.
2Классическим примером одноосного кристалла является ис-
ландский шпат (кальцит). Объясним на его примере, как найти
оптическую ось и направления,по которым колеблются векторы лу-
чей "o" и "e" (рис.4). Форма кристалла,полученная скалыванием
по плоскости спайности, есть параллелепипед с углами 72 между
сторонами параллелограммов. Возмем соответствующий ромбоэдр,
он симметричен относитльно прямой, проведенной через 2 верши-
ны, образованные 3 тупыми углами. Любая прямая, параллельная
этой оси симметрии, будет оптичесой осью. Необыкновенный луч
имеет вектор Е в плоскости главного сечения, т.е. в плоскости,
содержащей оптическую ось.
2В любом анизотропном кристалле вектор Е распадается на два
направления, которые называются главными направлениями. В об-
щем случае два луча, прошедшие через пластинку, приобретают
разность фаз на выходе. Когда E падающего пучка образует с
главными направлениями угол 45, тогда амплитуды обоих лучей
одинаковы и разность фаз равна
где и - показатели преломления для главных направлений.
2Если разность фаз равна, тогда выходящий свет будет
поляризован по кругу, с направлением вращения вектора E, за-
висящим от знака разности фаз. Пластинку, создающую разность
фаз,т.е. разность хода 1/4 длины волны, называют
"пластинкой ". Она находит широкое применение для преобра-
зования линейно поляризованного света в циркулярно поляризо-
ванный и обратно.
2Одноосные кристаллы применяются для изготовления поляризу-
ющих призм, напр. призма Николя из исландского шпата. Поляри-
зующие призмы дают наилучшие результаты, но в обычной практике
чаще применяются пленочные поляризаторы (поляроиды).
_я25. Коэффициент пропускания системы поляризатор - кристал-
_я2лическая пластинка - анализатор.
2Система, названная в заголовке раздела, используется в
электрооптических затворах и модуляторах на основе эффекта По-

2- 44 -
кельса.
2На рис. 13.7 показано расположение векторов E по отношению
к плоскостям колебаний, пропускаемых поляризатором и анализа-
тором (П и А) для двух случаев: 1.- когда П и А ориентированны
одинаково, и 2.- когда они взаимно перпендикулярны. След
плоскости, в которой колеблется вектор E, после прохождения
через П составляет 45 с главными направлениями пластинки. В
обоих случаях интенсивность лучей, прошедших через пластинку,
будут одинаковыми и равными 1/2 исходной амплитуды. При выходе
из системы оба луча будут интерферировать при разности фаз
2Отсюда, коэффициент пропускания системы
Для П А
Для П А
_я26. Эллипсоид Френеля.
2Эллипсоид Френеля имеет полуоси равные,,, которые
называются главными показателями преломления. Уравнения эл-
липсоида в главных осях
где Х,Y и Z - безразмерные координаты.
2Согласно Френелю, геометрические свойства эллипсоида поз-
воляют найти два показателя преломления для лучей, возникающих
при двупреломлении. Для этого нужно рассечь эллипсоид
плоскостью, перпендикулярной волновому вектору и проходящей
через центр. Получившееся сечение в общем случае будет эл-
липсом, полуоси которого будут равны показателям преломления
двух лучей.
2Для выяснения физического смысла главных показателей запи-
шем плотность энергии поля в диэлектрике
Введя обозначения
получим, что 13.17 совпадает с уравнением эллипсоида Френеля,
если главные показатели преломления равны
_я27. Электрооптический эффект Покельса.
2Рассмотрим влияние электрического поля на показатель пре-
ломления кристаллов. Дальнейшее изложение будет относиться к
эффекту Покельса в кристаллах сегнетоэлектриков. Наибольшее
значение среди них приобрели кристаллы КДП (калий дигидро-
фосфат) и его аналоги, ниобат лития и отчасти силенит.
2В общем случае эллипсоид Френеля определяется квадратичной
формой
2При наличии электрического поля коэффициенты изменятся
и квадратичная форма примет вид
2Основное свойство эффекта Покельса состоит в его линей-
ности в широком диапазоне напряженности поля, поэтому для из-

2- 45 -
менмния коэффициентов можно записать
где величины называются электрооптическими коэффициентами.
При наличии симметрии по двум индексам число компонент мож-
носвести к 18. При этом индексы объединяются в один индекс
m по правилу:
Тогда матрица электрооптических коэффициентов для КДП приобре-
тает вид
2Электрооптические коэффициенты имеют порядок величины
2Рассмотрим теперь одноосный кристалл КДП в поле, направ-
ленном по его оптической оси OZ, причем свет распространяется
также вдоль оптической оси. До включения поля эллипсоид Френе-
ля был эллипсоидом вращения с осью OZ
При включении поля эллипсоид Френеля становится трехосным, а
кристалл становится двупреломляющим в направлении OZ. Квадра-
тичная форма эллипса имеет вид
поэтому показатели преломления будут равны
Разность фаз двух лучей, возникшая при прохождении ими
пластинки кристалла толщиной d будет равна
где - напряжение, приложенное к кристаллу.
2Если одноосный электрооптический кристалл поместить между
"скрещенными" поляризатором и анализатором, то коэффициент
пропускания будет
2Зависимость изображена на рис.13.11. Желательно пере-
нести рабочую точку в среднюю область характеристики, что не
трудно сделать введя в схему правильно ориентированную
пластинку " ".
_ГЛАВА 14.
_Продольный магнитооптический эффект Фарадея.
_я21. Основные свойства эффекта.
2Продольный магнитооптический эффект состоит в повороте
плоскости поляризации луча света, проходящего через прозрачную
среду, находящуюся в магнитном поле. Этот эффект был открыт в
1846 году. Открытие магнитооптического эффекта долгое время

2- 46 -
имело значение в чисто физическом аспекте, но за последние
десятилетия оно дало много практических выходов. Также были
открыты другие магнитооптические эффекты, в частности, хорошо
известный эффект Зеемана и эффект Керра, проявляющийся в пово-
роте плоскости поляризации луча, отраженного от намагниченной
среды. Наш интерес к эффектам Фарадея и Керра обусловлен их
применением в физике, оптике и электронике. К ним относятся :
2- определение эффективной массы носителей заряда или их
плотности в полупроводниках;
2- амплитудная модуляция лазерного излучения для оптических
линий связи и определение времени жизни неравновесных носите-
лей заряда в полупроводниках;
2- изготовление оптических невзаимных элементов;
2- визуализация доменов в ферромагнитных пленках;
2- магнитооптическая запись и воспроизведение информации
как в специальных, так и бытовых целях.
2Принципиальная схема устройства для наблюдения и многих
применений эффекта Фарадея показана на рис. 14.1. Схема состо-
ит из источника света, поляризатора, анализатора и фотоприем-
ника. Между поляризатором и анализатором помещается исследуе-
мый образец. Угол поворота плоскости поляризации отсчитывается
по углу я6 я2поворота анализатора до восстановления полного га-
шения света при включенном магнитном поле.
2Интенсивность прошедшего пучка определяется законом Малюса
2На этом основана возможность использования эффекта Фарадея
для модуляции пучков света. Основной закон, вытекающий из из-
мерений угла поворота плоскости поляризации я6 я2, выражается
формулой
где я6 я2 - напряженность магнитного поля, я6 я2 - длина образца, пол-
ностью находящегося в поле и я6 я2 - постоянная Верде, которая со-
держит в себе информацию о свойствах, присущих исследуемому
образцу, и может быть выражена через микроскопические парамет-
ры среды.
2Основная особенность магнитооптического эффекта Фарадея
состоит в его невзаимности, т.е. нарушении принципа обрати-
мости светового пучка. Опыт показывает, что изменение направ-
ления светового пучка на обратное /на пути "назад"/ дает такой
же угол поворота и в ту же сторону, как на пути "вперед".Поэ-
тому при многократном прохождении пучка между поляризатором и
анализатором эффект накапливается. Изменение направления маг-
нитного поля, напротив, изменяет направление вращения на об-
ратное. Эти свойства объединяются в понятии "гиротропная сре-
да".
_я22. Объяснение эффекта циркулярным магнитным двупреломлением.
2Согласно Френелю, поворот плоскости поляризации является
следствием циркулярного двупреломления. Циркулярная поляриза-
ция выражается функциями я6 я2 для правого вращения
/по часовой стрелке/ и я6 я2 для вращения против часо-
вой стрелки. Линейная поляризация может рассматриваться как
результат суперпозиции волн с циркулярной поляризацией с про-
тивоположным направлением вращения. Пусть показатели преломле-
ния для правой и левой циркулярной поляризаций неодинаковы.

2- 47 -
Введем средний показатель преломления n и отклонение от него
2. Тогда получим колебание с комплексной амплитудой
что соответствует вектору E, направленному под углом
к оси X. Этот угол и есть угол поворота плоскости поляризации
при циркулярном двупреломлении, равный
_я23. Вычисление разности показателей преломления.
2Из теории электричества известно, что система зарядов в
магнитном поле вращается с угловой скоростью
которая называется скоростью прецессии Лармора.
2Представим себе что мы смотрим навстречу циркулярно поля-
ризованному лучу, идущему через среду, вращающуюся с частотой
Лармора; если направления вращения вектора я6 я2в луче и Лармо-
ровского вращения совпадают, то для среды существенна относи-
тельная угловая скорость я6 я2, а если эти вращения имеют раз-
ные направления, то относительная угловая скорость равна я6 я2.
Но среда обладает дисперсией ия6 мы видим, что
2Отсюда получаем формулу для угла поворота плоскости поля-
ризации
и для постоянной Верде
_я24. Практические применения эффекта Фарадея.
2Эффект Фарадея приобрел большое значение для физики полуп-
роводников при измерениях эффективной массы носителей заряда.
Эффект Фарадея очень полезен при исследованиях степени одно-
родности полупроводниковых пластин, имеющих целью отбраковку
дефектных пластин. Для этого проводится сканирование по
пластине узким лучом-зондом от инфракрасного лазера. Те места
пластины, в которых показатель преломления, а следовательно, и
плотность носителей заряда, отклоняются от заданных, будут вы-
являться по сигналам фотоприемника, регистрирующего мощность
прошедшего через пластину излучения.
2Рассмотрим теперь амплитудные и фазовые невзаимные элемен-
ты /АНЭ и ФНЭ/ на основе эффекта Фарадея. В простейшем случае
оптика АНЭ состоит из пластинки специального магнитооптическо-
го стекла, содержащего редкоземельные элементы, и двух пленоч-
ных поляризаторов /поляроидов/. Плоскости пропускания поляри-
заторов ориентированы под углом 45 друг к другу. Магнитное по-
ле создается постоянным магнитом и подбирается так, чтобы по-
ворот плоскости поляризации стеклом составлял 45. Тогда на
пути "вперед" вся система будет прозрачной, а на пути "назад"
непрозрачной, т.е. она приобретает свойства оптического венти-

2- 48 -
ля. ФНЭ предназначен для создания регулируемой разности фаз
двух линейно поляризованных встречных волн. ФНЭ нашел примене-
ние в оптической гирометрии. Он состоит из пластинки магнито-
оптического стекла и двух пластинок я6" я2", вносящих разность
фаз я6 я2и я6 я2. Магнитное поле, как и в АНЭ создается постоян-
ным магнитом. На пути "вперед" линейно поляризованная волна,
прошедшая пластинку "я6 я2" преобразуется в циркулярно поляризо-
ванную с правым вращением, затем проходит магнитооптическую
пластинку с соответствующей скоростью и далее через вторую
пластинку "я6 я2", после чего линейная поляризация восстанавли-
вается. На пути "назад" получается левая поляризация и эта
волна проходит магнитооптическую пластинку со скоростью, отли-
чающейся от скорости правой волны, и далее преобразуется в ли-
нейно поляризованную. Введя ФНЭ в кольцевой лазер, мы обеспе-
чиваем разность времен обхода контура встречными волнами и вы-
текающую отсюда разность их длин волн.
_ГЛАВА 15.
_Нелинейные оптические явления.
_я21. Общие сведения о нелинейных оптических процессах.
2Все ранее рассмотренные оптические явления - интерферен-
ция, дифракция и другие - были объяснены принципом суперпози-
ции, согласно которому все электромагнитные волны могут расп-
ространяться независимо и их совместное действие определяется
суммированием. Это свойство находит отражение в уравнениях
Максвелла, которые линейны относительно компонент полей и име-
ют общее решение в виде суперпозиции частных решений. Все это
справедливо, если материальные постоянные /диэлектрическая
проницаемость, магнитная проницаемость и электропроводность/
среды не зависят от напряженностей полей. В действительности
это справедливо при слабых полях, но при сильных полях это не
так.
2С квантовой точки зрения нелинейности возникают, когда в
элементарном акте участвует не один фотон, а несколько. Тогда
вероятности процессов будут зависеть от квадрата и более высо-
ких четных степеней напряженности поля. Возможность экспери-
ментального обнаружения и исследования 2-фотонных и многофо-
тонных процессов открылась после изобретения лазеров, способ-
ных генерировать высокие мощности когерентного излучения, ко-
торое легко фокусировать на малых площадях. Пользуясь техникой
гигантских импульсов уже в 1964 г. удалось получить вторую
гармонику излучения рубинового лазера с длиной волны 0,69 мкм.
В истории физики этот опыт получил название опыта Франкена.
Импульс от рубинового лазера направлялся на кристалл кварца и
выходящее из него излучение падало на светофильтр, пропускаю-
щий ближнюю ультрафиолетовую область, но полностью отрезающий
видимую область. Прошедшее через светофильтр излучение регист-
рировалось фотоэлектронным умножителем, сигнал которого был
вызван излучением второй гармоники на длине волны 0,345 мкм.
2Механизм многофотонных процессов состоит в изменении пара-
метров среды в поле мощной световой волны. Деформация частиц
среды создает на очень короткое время энергетические уровни,
отсутствовавшие в атомах среды. С участием этих уровней про-
исходят процессы сложения и распада фотонов.
2Происхождение нелинейности легко понять на основе модели
среды в виде системы осцилляторов. Учтем второй член в разло-
жении квазиупругой силы по степеням смещения заряда X.
2Запишем уравнение движения ангармонического осциллятора
при одновременном наличии двух гармонических электрических по-

2- 49 -
лей, распространяющихся в направлении оси Z.
2Второе приближение даст вторые гармоники с частотами
2,я6 я2 и "нулевую" частоту, а также суммарную и разностную
частоты я6 я2 и я6 я2. Зная величины я6 я2, я6 я2,
2, и т.д. Получим поляризации с соответствующими часто-
тами, которые излучают электромагнитные волны второй гармони-
ки, разностной частоты и т.д.
_я22. Генерация второй гармоники.
2При опыте Франкена с использованием кристалла кварца коэф-
фициент преобразования во вторую гармонику был ничтожен. Толь-
ко одна замена кварца на другие кристаллы недостаточна. Решаю-
щее значение имеет правильный выбор ориентации кристалла и
направления распространения световой волны. Интенсивность из-
лучения второй гармоники дается формулой
При условии я6 я2 интенсивность второй гармоники пропорцио-
нальна квадрату пути в образце. Если это условие не соблюдено,
то имеют место осцилляции интенсивности. Введя вместо волновых
чисел показатели преломления я6 я2 и я6 я2 получим простой результат
2, т.е. показатели преломления для исходного излучения и
его второй гармоники должны быть равны. Это означает равенство
фазовых скоростей волн я6 я2 и я6 я2. Это важнейшее требование назы-
вается условием синхронизма. Параболическая зависимость ин-
тенсивности от длины пути в среде получилась по той причине,
что мы не учитывали ослабления исходного излучения по мере пе-
рекачки его энергии во 2-ую гармонику. На самом деле параболи-
ческая зависимость должна смениться переходом к насыщению.
_я23. Преобразование ИК - изображений в видимые.
2В разделе 1 мы рассмотрели решение уравнения движения ан-
гармонического осциллятора в бигармоническом поле. Выражения
для смещения заряда осциллятора содержали члены с основными
частотами и их гармониками, а также комбинационные частоты
2и я6 я2. Аналогичные члены появляются в выражениях для
поляризации и испускаемых ею электромагнитных волн.
2Физический механизм процессов можно представить себе как
модуляцию показателя преломления среды электрическим полем од-
ной из волн с образованием фазовой бегущей дифракционной ре-
шетки, на которой дифрагирует вторая волна. Эффект образования
комбинационных частот лежит в основе практически важных нап-
равлений в лазерной технике, а именно параметрических преобра-
зователей инфракрасного излучения в видимое и параметрических
перестраеваемых генераторов лазерного излучения. В первом из
них происходит суммирование фотонов /"конверсия вверх"/, а во
втором распад фотона на два.
2Практическая направленность исследований "конверсии вверх"
основана на желании регистрировать ИК - сигналы и изображения
с помощью приемников видимого изображения, которые уже давно
достигли высокого совершенства и обладают более лучшей обнару-
жительной способностью, чем приемники ИК - излучения. Полезной
особенностью "конверсии вверх" является ее ничтожная инерцион-
ность и возможность регистрации очень коротких сигналов ИК -
излучения.

2- 50 -
_я24. Обращение волнового фронта.
2С математической точки зрения модулированный фронт харак-
теризуется функцией я6 я2, где x одна из координат в
плоскости фронта. Для превращения модулированного фронта в
плоский нужно обратить знак фазы, т.е. ввести модуляцию
2. Тогда при умножении две экспоненты дадут 1. Обраще-
ние фазы достигается отражением от фоторефрактивной среды, по-
казатель преломления которой зависит от интенсивности света.
Прямоугольная пластинка из фоторефрактивного материала, обла-
дающего сильно выраженными нелинейными свойствами и поэтому
изменяющего показатель преломления при освещении, облучается
слева и справа мощными опорными лазерными пучками от одного
лазера. Снизу под углом падает объектный /обращаемый/ пучок. В
результате интерференции опорных пучков с объектным в среде
образуется система поверхностей, на которых интерференция при-
водит к усилению колебаний или их ослаблению. Поэтому каждая
поверхность будет образована участками с уменьшенным или уве-
личенным показателем преломления. Инерционность процессов из-
менения показателя преломления ничтожна и при прекращении
освещения среда практически мгновенно возвратится в исходное
состояние. Теперь ясно, что в рефрактивной среде образуется
объемная динамическая голограмма.
_ГЛАВА 16.
_Эффект Саньяка.
2Идея опыта Саньяка состояла в наблюдении интерференционной
картины при вращении интерферометра. Прибор Саньяка состоял из
4 зеркал, одно из которых было полупрозрачным и служило свето-
делителем. Такая схема позволяет реализовать обход контура по
и против часовой стрелки и свести вместе получившиеся лучи.
При правильной юстировке прибора оба луча в неподвижном конту-
ре проходят точно одинаковое расстояние и разности фаз не воз-
никает. Сделав фотоснимок интерференционной картины можно при-
вести весь интерферометр во вращательное движение с известной
угловой скоростью и снова сделать снимок интерференционной
картины. Оказалось что даже при умеренной угловой скорости
наблюдается сдвиг интерференционных полос, позволяющий найти
разность фаз, возникшую при вращении, или, иначе говоря, изие-
нение эффективной длины периметра контура. Это явление получи-
ло название эффекта Саньяка. На практике последний позволяет
измерять угловые скорости.
2В опыте Саньяка оптический контур имел форму квадрата, но
для упрощения вычислений мы заменим его окружностью и рассмот-
рим мысленный опыт при котором свет может обходить окружность
по часовой стрелке и против нее. В реальном эксперименте
используется многовитковая катушка круглого сечения из воло-
конного световода. В мысленном эксперименте имеется один ви-
ток, вращающийся по часовой стрелке с угловой скоростью
вокруг оси, проходящей через центр витка перпендикулярно его
плоскости. Примем, что скорость света в витке при обходе по
часовой стрелке и против неодинаковы и равны я6 я2 и я6 я2. Наше
предположение о неравенстве я6 я2 и я6 я2 связано с особенностями
распространения света в среде.
2Пусть фотоны стартуют из сечения витка, отмеченного как А,
против часовой стрелки. Они встретят сечение А в положении В.
Обозначив время, прошедшее от старта до встречи в В, через

2- 51 -
2, можем написать очевидное равенство для пройденного фото-
нами пути
Отсюда
Для фотонов, распространяющихся по часовой стрелке, получим
аналогичня6ое я2равенствя6о
2Найдем разность времен обхода витка по и против часовой
стрелки
так как
2Если отказаться от предположения о неравенстве скоростей
света по и против часовой стрелки, то формула 16.1 упростится
и примет вид
2Из вывода формулы 16.2 следует, что она применима, если
оптический контур расположен в среде с показателем преломле-
ния, равным 1. Однако анализ показывает что она справедлива
при любом показателе преломления. поэтому ее можно применять к
витку световода, хотя фазовая скорость света в световоде
значительно меньше скорости света в пустоте. Для доказательст-
ва универсальности формулы 16.2 возвратимся к формуле 16.1.
Физическая причина различия я6 я2 и я6 я2 состоит в давно извест-
ном релятивистском эффекте "увлечения света" движущейся сре-
дой, открытом Физо в середине прошлого века. Опыты Физо пока-
зали, что среда передает свету долю своей скорости, равную
2и получившую название коэффициента увлечения Френеля.
Эффект увлечения добавляет к фазовой скорости я6 я2 скорость
2. Подставив в формулу 16.1 значения я6 я2 и я6 я2 по-
лучим точно ту же формулу 16.2. Еще одно удивительное свойство
формулы 16.2 состоит в ее справедливости для контура любой ге-
ометрии.
2Происхождение "увлечения" можно понять, вспомнив формулу
сложения скоростей в частной теории относительности:
2Если свет распространяется в среде, то при условии
скорость света относительно неподвижного наблюдателя будет





...

Страницы: 1 | 2 | [3] |




 




 
Показывать только:

Портфель:
Выбранных работ  

На данный момент в нашей базе:
Рефераты: 60160
Дипломные работы: 626
Курсовые работы: 2381
Шпаргалки: 1034
Доклады: 12078
Сочинения: 5238
Изложения: 1016
Топики: 1546
Бестселлеры: 9
Авторские материалы: 6802
Отчеты: 1

Всего работ: 90891

Рубрики по алфавиту:
АБВГДЕЖЗ
ИЙКЛМНОП
РСТУФХЦЧ
ШЩЪЫЬЭЮЯ

 

 

Ключевые слова страницы: Лекции по Физической оптике | реферат

НеСтудент © 2022 - Все для студентов, студенческие работы, студенческий портал.