Презентация на тему: Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление

Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
8.1. Оптические свойства анизотропной среды. Тензор диэлектрической проницаемости. Структура плоской монохроматической волны в анизотропной среде
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
8.2. Зависимость фазовой скорости от направления распространения волн и поляризации электрического вектора
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
8.3. Уравнение Френеля. Обыкновенный и необыкновенный лучи в одноосных кристаллах
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Обыкновенный и необыкновенный лучи в одноосных кристаллах
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
8.4. Построение Гюйгенса
8.5. Поляризационные приспособления. Обнаружение и анализ эллиптически и циркулярно-поляризованного света
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление
1/25
Средняя оценка: 4.0/5 (всего оценок: 22)
Код скопирован в буфер обмена
Скачать (205 Кб)
1

Первый слайд презентации: Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление

8.1. Оптические свойства анизотропной среды. Тензор диэлектрической проницаемости. Структура плоской монохроматической волны в анизотропной среде 8.2. Зависимость фазовой скорости от направления распространения волн и поляризации электрического вектора 8.3. Уравнение Френеля. Обыкновенный и необыкновенный лучи в одноосных кристаллах 8.4. Построение Гюйгенса 8.5. Поляризационные приспособления. Обнаружение и анализ эллиптически и циркулярно-поляризованного света

Изображение слайда
2

Слайд 2: 8.1. Оптические свойства анизотропной среды. Тензор диэлектрической проницаемости. Структура плоской монохроматической волны в анизотропной среде

При распространении световой волны её взаимодействие с электронами атомов или молекул кристалла может зависеть от направления колебаний (поляризации) вектора напряжённости электрического поля волны, а следовательно, учитывая поперечность световых волн, и от направления распространения волны. По этой причине в кристалле скорость распространения световой волны может зависеть от её направления. Явление зависимости скорости распространения световой волны от её направления называется оптической анизотропией. Практически все прозрачные кристаллы обладают оптической анизотропией. Исключением являются кристаллы кубической группы. Изотропные среды (прозрачные диэлектрики) характеризуются скалярной диэлектрической проницаемостью ε ( ω ). Для характеристики оптических свойств кристаллов в виду принципиальной анизотропии требуется матрица из девяти величин ε jk ( ω ), образующих тензор диэлектрической проницаемости, который вводится с помощью соотношений:

Изображение слайда
3

Слайд 3

Для прозрачных кристаллов диэлектрический тензор симметричен, т.е. ε ij = ε ji и определяется шестью независимыми величинами. В различных системах координат компоненты диэлектрического тензора имеют разные значения, т.е. они преобразуются при переходе от одной системы координат к другой как компоненты тензора. Это значит, что направление векторов D и E, вообще говоря, не совпадают, т.е. они не параллельны, как это было в изотропных диэлектриках ( D = ε E ). В определенных случаях выбором ортогонального базиса (системы координат) матрица может быть приведен к диагональному виду. Физически это означает – в кристаллической среде существуют выделенные направления, которые если взять за базис, то относительно них диэлектрический тензор имеет наиболее простой диагональный вид: т.е. определяется тремя « главными значениями » тензора ε ij : ε xx, ε yy, ε zz, которые в дальнейшем будем обозначать ε x, ε y, ε z.

Изображение слайда
4

Слайд 4

Принято выбор осей OX, OY и OZ осуществлять таким образом, что три главных значения образуют упорядоченную тройку чисел: ε x ≤ ε y, ≤ ε z. Итак, все оптические свойства кристалла определяются тремя главными значениями тензора ε ij, три остальных параметра (из шести в симметричном тензоре) содержат информацию о переходе к выделенной данным кристаллом системе координат из произвольной системы. Электрические векторы E и D в этой системе отсчета связаны соотношениями: вектор Пойтинга : который определяет направление световых лучей, т.е. линий вдоль которых происходит распространение энергии света. В кристаллах векторы S и K, вообще говоря, не совпадают по направлению, так как плоские волны в кристалле поперечны в отношении векторов D и H, однако в общем случае они не поперечны в отношении вектора E. Четыре вектора E, D, K, S лежат в одной плоскости, перпендикулярной к вектору H.

Изображение слайда
5

Слайд 5: 8.2. Зависимость фазовой скорости от направления распространения волн и поляризации электрического вектора

Для оптически анизотропных кристаллов можно выделить три взаимно ортогональных направления, называемых главными направлениями кристалла, при распространении вдоль которых световой волны её вектор D смещения коллинеарен вектору напряжённости электрического поля E. Пусть для определенности такими направлениями являются оси декартовой системы координат X, Y, Z. Тогда при распространении световой волны: а) вдоль оси OX D x = ε x ε 0 E x, б) вдоль оси OY D y = ε y ε 0 E y, в) вдоль оси OZ D z = ε z ε 0 E z. Значения относительных диэлектрических проницаемостей ε x, ε y, ε z называются главными. Наиболее простыми кристаллами, обладающими оптической анизотропией, являются одноосные кристаллы. В одноосных кристаллах существует одно выделенное направление, например ось OX, называемое оптической осью кристалла, при распространении вдоль которой ε x = ε e ≠ ε y = ε z = ε 0.

Изображение слайда
6

Слайд 6

В одноосных кристаллах скорость света зависит от его направления распространения. В самом деле, световая волна, распространяющаяся вдоль оси OX, имеет колебания вектора напряжённости электрического поля в плоскости YOZ. Тогда получаем скорость этой волны, равную: υ x = υ 0 = c (ε 0 ) -1/2 В то же время при распространении световой волны в направлении поперечном оси OX её скорость зависит от поляризации волны. Пусть для определённости световая волна распространяется вдоль оси OY и поляризована вдоль оси OX. Тогда получаем скорость этой волны, равную: υ y = υ e = c (ε e ) -1/2 Если же распространяющаяся вдоль оси OY световая волна поляризована вдоль оси OZ, тогда получаем скорость этой волны, равную: υ z = υ 0 = c (ε 0 ) -1/2 Предположим, что распространяющаяся вдоль оси OY плоская световая волна поляризована так, что имеет одновременно отличные от нуля проекции вектора напряжённости электрического поля на оси OX и OZ, т.е.: E x = Ecosα ; E z = sinα, где α – угол между направлением колебаний вектора напряжённости E электрического поля световой волны и оптической осью (осью OX ).

Изображение слайда
7

Слайд 7

Тогда можно представить исходную световую волну в виде суммы двух волн, поляризованных в двух взаимно перпендикулярных направлениях, определяемых направлениями осей OX и OZ, и имеющих, неодинаковые скорости распространения, соответственно равные υ e, υ 0. Вследствие этого световая волна, распространяющаяся в одноосном кристалле при определённом состоянии поляризации колебаний её вектора напряжённости электрического поля, расщепляется на две волны той же частоты, поляризованные в двух взаимно перпендикулярных плоскостях, распространяющиеся в общем случае в различных направлениях и имеющие неодинаковые скорости распространения. Этот эффект составляет суть явления двойного лучепреломления света, наблюдаемого в кристаллах. Световая волна с колебаниями электрического вектора напряжённости в плоскости, перпендикулярной оптической оси кристалла, называется обыкновенной. Скорость обыкновенной световой волны не зависит от направления её распространения, определяется главным значением диэлектрической проницаемости ε 0 кристалла. Световая волна с колебаниями электрического вектора напряжённости в любой плоскости, проходящей через оптическую ось кристалла, называется необыкновенной. Скорость необыкновенной световой волны зависит от направления распространения и определяется главным значением диэлектрической проницаемости ε l кристалла. Если необыкновенная волна распространяется в поперечном направлении к оптической оси кристалла, то она имеет скорость υ l. Если направление распространения необыкновенной световой волны составляет угол, отличный от 90 o, с направлением оптической оси кристалла, то расчёт её скорости имеет более сложный характер

Изображение слайда
8

Слайд 8: 8.3. Уравнение Френеля. Обыкновенный и необыкновенный лучи в одноосных кристаллах

В отличие от изотропных тел, в кристаллах по заданному направлению N могут распространяться две плоские линейно поляризованные в разных плоскостях световые волны с волновыми векторами k 1,2 = (ω n 1,2 /c ) N ( N – волновая нормаль) и различными фазовыми скоростями υ 1,2 = c/n 1,2. Показатели преломления n 1 и п 2 определяются как корни основного уравнения кристаллооптики – уравнения Френеля : В соответствии с этим уравнением свойства кристалла могут быть геометрически описаны его оптической индикатрисой – эллипсоидом с полуосями (ε x ) 1/2, (ε y ) 1/2, (ε z ) 1/2 (т. н. поверхностью волновых нормалей, абсолютное значения радиусов-векторов которых по заданному направлению N равны значениям показателей преломления волн, идущих по этому направлению).

Изображение слайда
9

Слайд 9

Оси симметрии этого эллипсоида определяют три взаимно перпендикулярных главных направления в кристалле, а значение его полуосей – главные значения тензора диэлектрической проницаемости. Сечение индикатрисы плоскостью, проходящей через её центр и перпендикулярной заданному направлению N, является в общем случае эллипсом. Длины главных полуосей этого эллипса равны показателям преломления, а их направления совпадают с направлением колебаний (вектора D в волне). Во всех точках кристалла оптической индикатрисы имеют одинаковую ориентацию и одинаковые размеры полуосей, зависящие от симметрии кристалла. По числу различных главных значений тензора ε ik (1, 2 или 3) кристаллы делятся на три группы в зависимости от типа сингонии. Для кубических кристаллов тензор ε ik вырождается в скаляр с одним главным значением ( ε x = ε y = ε z = ε 0 ), а эллипсоид – в сферу. В кристаллах средних сингонии (гексагональной, тригональной и тетрагональной) оптической индикатриса – эллипсоид вращения, имеющий два главных значения и ось вращения, параллельную оси симметрии высшего порядка. В этом случае уравнение Френеля распадается на два квадратных уравнения

Изображение слайда
10

Слайд 10: Обыкновенный и необыкновенный лучи в одноосных кристаллах

Если на кристалл исландского шпата направить узкий пучок света, то из кристалла выйдут два пространственно разделенных луча, параллельных друг другу и падающему лучу. Даже в том случае, когда первичный пучок света падает на кристалл нормально, преломленный пучок разделяется на два, причем один из них является продолжением первичного, а второй отклоняется. Со времен Гюйгенса первый луч получил название обыкновенного ( о ), а второй – необыкновенного ( е ) Направление в кристалле, по которому луч света распространяется не испытывая двойного лучепреломления, называется оптической осью кристалла. А плоскость, проходящая через направление луча света и оптическую ось кристалла, называется главной плоскостью (главным сечением) кристалла. Анализ поляризации света показывает, что на выходе из кристалла лучи оказываются линейно поляризованными во взаимно перпендикулярных плоскостях.

Изображение слайда
11

Слайд 11

Раздвоение луча в кристалле всегда происходит в главной плоскости. Так как при вращении кристалла вокруг падающего луча главная плоскость поворачивается в пространстве, то одновременно поворачивается и необыкновенный луч. Рассмотрим некоторые наиболее простые случаи распространения света в кристалле. Луч а параллелен оптической оси. Условия распространения лучей с любой поляризацией одинаковы, и они не раздваиваются. Луч б идет перпендикулярно оптической оси. то электрический вектор, лежащий в главной плоскости, параллелен оси. Лучи не раздваиваются, но имеют различную скорость распространения. Луч в идет под произвольным углом к оптической оси, то условия распространения указанных выше составляющих также неодинаковы: лучи распространяются по различным направлениям и с различными скоростями

Изображение слайда
12

Слайд 12

Обыкновенные лучи распространяются в кристалле по всем направлениям с одинаковой скоростью υ 0 = c / n o, а необыкновенные - с разной скоростью υ e = c / n e (в зависимости от угла между вектором E и оптической осью). Волновой поверхностью обыкновенного луча ( υ o = const ) является сфера, необыкновенного луча ( υ e ≠ const ) – эллипсоид вращения. Эллипсоид и сфера касаются друг друга в точках их пересечения с оптической осью OO '. Если υ e < υ o ( n e > n o ), одноосный кристалл называется положительным. Если υ e > υ o ( n e < n o ), то одноосный кристалл называется отрицательным.

Изображение слайда
13

Слайд 13

Явление двойного лучепреломления возникает не только в веществах, обладающих оптической анизотропией в естественных условиях в отсутствии каких либо внешних воздействий. Во многих оптически прозрачных аморфных веществ в естественных условиях (стекло, оргстекло и др.) под действием внешнего силового поля в виде механической нагрузки появляются механические напряжения в кристалле, приводящие к появлению выделенных направлений в веществе и, следовательно, к оптической анизотропии. К оптической анизотропии оптически изотропных веществ может приводить внешнее электрическое или магнитное поле. Это известно как эффект Керра, эффект Фарадея, и др. В этой связи нельзя не сказать о таких веществах, проявляющих оптическую анизотропию под действием внешнего электрического поля, как жидкие кристаллы. Жидкие кристаллы представляют собой состояние вещества, одновременно проявляющего, как свойства кристаллов, так и свойства жидкостей. Существуют несколько разновидностей жидкокристаллических веществ, отличающихся структурой строения молекул и степенью их упорядочения в пространстве. Различают жидкие кристаллы в виде нематиков, смектиков и холестериков. Нематические жидкие кристаллы представляют собой вещества, состоящие из протяжённых нитевидных молекул, имеющих в жидко кристаллическом состоянии параллельную ориентацию своих осей составляющих его молекул, но хаотически сдвинутых вдоль этих осей. Под действием внешнего электрического поля длинные нитевидные молекулы жидкого нематического кристалла легко поляризуются, в результате чего жидкий кристалл становится однодоменным и, следовательно, оптически прозрачным.

Изображение слайда
14

Слайд 14: 8.4. Построение Гюйгенса

В основе объяснения двойного лучепреломления лежит принцип Гюйгенса, в котором постулируется, что каждая точка, до которой доходит световое возбуждение, может рассматриваться как центр соответствующих вторичных волн. Для определения волнового фронта распространяющейся волны в последующие моменты времени следует построить огибающую этих вторичных волн.

Изображение слайда
15

Слайд 15: 8.5. Поляризационные приспособления. Обнаружение и анализ эллиптически и циркулярно-поляризованного света

Рассмотрим две когерентные плоско поляризованные волны световые волны, плоскости колебаний которых взаимно перпендикулярны. Пусть колебания в одной волне совершаются вдоль оси x, во второй - вдоль оси y. Проекции световых векторов этих волн на соответствующие оси изменяются по закону: E x = A 1 cos( ωt ); E y = A 2 sin( ωt + φ ) Два взаимно перпендикулярных гармонических колебания одинаковой частоты при сложении дают в общем случае движение по эллипсу. Аналогично, точка с такими координатами движется по эллипсу. Следовательно, две когерентные плоско поляризованные волны, плоскости колебаний которых взаимно перпендикулярны, при наложении друг на друга дают волну, в которой вектор Е изменяется со временем так, что конец его описывает эллипс. Такой свет называется эллиптически поляризованным. При разности фаз φ, кратной π, эллипс вырождается в прямую, и получается плоско поляризованный свет. При разности фаз, равной π/2, и равенстве амплитуд складываемых волн, эллипс превращается в окружность.

Изображение слайда
16

Слайд 16

Рассмотрим, что получается при наложении вышедших из кристаллической пластинки обыкновенного и необыкновенного лучей. При нормальном падении света на параллельную оптической оси грань кристалла обыкновенный и необыкновенный лучи распространяются не разделяясь, но с различной скоростью. В связи с этим между ними возникает разность хода Δ или разность фаз δ : Δ = ( n 0 – n e ) d ; δ = 2 π ( n 0 – n e ) d / λ 0, где d – путь, пройденный лучами в кристалле, λ o – длина волны в вакууме. Таким образом, если пропустить естественный свет через вырезанную параллельно оптической оси кристаллическую пластинку толщины d, из пластинки выйдут два поляризованных во взаимно перпендикулярных плоскостях луча 1 и 2, между колебаниями которых будет существовать разность фаз.

Изображение слайда
17

Слайд 17

Вырезанная параллельно оптической оси пластинка, для которой ( n 0 – n e ) d = λ 0 /4, называется пластинкой в четверть волны ; пластинка, для которой ( n 0 – n e ) d = λ 0 /2, называется пластинкой в полволны. Рассмотрим плоско поляризованный свет через пластинку в четверть волны. Если расположить пластинку так, чтобы угол φ между плоскостью колебаний в падающем луче и осью пластинки равнялся 45 0, амплитуды обоих лучей, вышедших из пластинки, будут одинаковы. Сдвиг фаз между колебаниями в этих лучах составит π /2. Следовательно, свет, вышедший из пластинки, будет поляризован по кругу. При ином значении угла φ амплитуды вышедших из пластинки лучей будут неодинаковы. Поэтому при наложении эти лучи образуют свет, поляризованный по эллипсу. При φ, равном нулю или π, в пластинке будет распространяться только один луч (необыкновенный или обыкновенный), так что свет на выходе из пластинки останется плоско поляризованным.

Изображение слайда
18

Слайд 18

Поляризаторы, в которых происходит полное поглощение электромагнитных волн, поляризованных перпендикулярно плоскости поляризатора, называют идеальными или просто поляризаторами. Если же полного поглощения нет, то поляризатор называют несовершенным. Неполяризованная электромагнитная волна, проходящая идеальный поляризатор, превращается им в линейно поляризованную волну, плоскость колебаний вектора напряжённости электрического поля которой параллельна плоскости поляризатора. Интенсивность колебаний, полученной таким образом линейно поляризованной волны, будет в два раза меньше интенсивности неполяризованной волны, направляемой на поляризатор. Неполяризованная электромагнитная волна, проходящая несовершенный поляризатор, не является полностью линейно поляризованной волной. Электромагнитные волны, в которых колебания вектора напряжённости электрического поля в определённом направлении преобладают над колебаниями, совершаемых в других направлениях, называются частично поляризованными. Состояние поляризации произвольной электромагнитной волны задаётся степенью поляризации P = ( I max – I min )/( I max + I min ) Для линейно поляризованного света P = 1. Для неполяризованного света P = 0, поскольку.

Изображение слайда
19

Слайд 19

Для поляризации света на практике используются специальные поляризационные устройства. В состав поляризационных устройств, как правило, входят кристаллы с оптической анизотропией. В 1828 г. шотландский физик Николь (1768-1851) изобрел устройство названое в его честь призма Николя. Оно изготавливается из кристалла исландского шпата. Сильно различающиеся показатели преломления у такого кристалла для обыкновенного луча n 0 = 1,6585 и необыкновенного n e = 1,4863 лучей приводит к ярко выраженному эффекту двойного преломления. AB направление оптической оси. После шлифования кристалл разрезают на две части в плоскости, перпендикулярной новым основаниям и главному сечению кристалла, и склеивают тонким слоем канадского бальзама, показатель преломления которого n d = 1,550, имеет промежуточное значение между показателями преломления обыкновенного и необыкновенного луча кристалла. Световой луч с произвольным состоянием поляризации после преломления в кристалле разделяется на два луча - обыкновенный AO и необыкновенный AE.

Изображение слайда
20

Слайд 20

В призме Фуко две части распиленного кристалла разделены воздушным промежутком, благодаря которому эта призма может быть использована для поляризации ультрафиолетового излучения. К недостаткам призмы Николя и Фуко следует отнести вращение направления выходящего из них луча при вращении призмы. Этот недостаток преодолевается в специальных призмах, имеющих не скошенные основания, а в форме параллелепипеда. Такие поляризационные устройства известны, как призмы Глазебрука, тройная призма Аренса. Оптические оси кристаллов, в призме Глазебрука и призме Аренса, параллельны плоскости основания призм и отмечены точками на этих рисунках. Луч неполяризованного света, попадая в кристалл П 1, расщепляется на два луча, распространяющихся в одном направлении, но поляризованные во взаимно перпендикулярных плоскостях, что и отмечено на рисунке на лучах точками и двусторонними стрелками. На границе двух кристаллов выполнено условие полного внутреннего отражения обыкновенного луча, в то время как необыкновенный луч проходит границу раздела не отклоняясь. призма Фуко призма Глазебрука призма Аренса

Изображение слайда
21

Слайд 21

На практике получили распространение призмы, в которых на её выходе образуются два луча, разделённых в пространстве. Такие поляризационные устройства получили название двухлучевых поляризационных призм. Двухлучевые призмы, одна из возможных конструкций которых показана на рисунке, изготавливаются из комбинации стеклянной призмы и призмы из исландского шпата. Показатель преломления стекла n g = 1,49 близок к показателю преломления n e = 1,4863 необыкновенного луча в кристалле исландского шпата. Необыкновенный луч проходит комбинацию призм без преломления, а обыкновенный сильно отклоняется к основанию в результате двукратного отражения на её гранях. Оптическая ось кристалла, используемого в этой призме, параллельна плоскости основания призмы и отмечена точками на этих рисунках. Поляризованный световой луч можно получить также при его прохождении через кристаллы, в которых поглощение проходящих через них электромагнитных волн зависит от направления колебаний вектора напряжённости электрического поля. Такими свойствами обладают дихроичные пластинки. Дихроизмом обладают такие вещества как турмалин, сульфат йодистого хинина. В турмалине обыкновенный луч поглощается сильнее необыкновенного. При прохождении обыкновенный лучом расстояния в 1мм он оказывается полностью поглощённым.

Изображение слайда
22

Слайд 22

Замечательной особенностью поляризаторов на основе турмалина является зависимость поглощения в нём электромагнитных волн от их длины волны. При определённой толщине кристалла турмалина выходящий из него свет будет не только линейно поляризован, но и приобретёт преимущественно жёлто зелёный световой оттенок, поскольку остальные спектральные компоненты окажутся поглощёнными. Таким образом, поляризатор на основе турмалина одновременно будет представлять собой светофильтр. Другим дихроичным кристаллом является кристалл сульфата йодистого хинина, в котором поглощение одного из лучей отмечается уже на расстояниях в 0.1 мм. Кристаллы сульфата йодистого хинина применяются в поляризационных устройствах, получивших название поляроидов. Поляроид представляет собой целлулоидную плёнку, на поверхность которой наносится большое количество одинаково ориентированных кристаллов сульфата йодистого хинина.

Изображение слайда
23

Слайд 23

1. Как отличить линейно поляризованный свет от естественного, т.е. неполяризованного ? Для пучка естественного света вращение поляризатора не влияет на интенсивность проходящего света, она постоянна и всегда равна половине интенсивности падающего пучка. 2. Как отличить естественный свет от поляризованного по кругу ? Пропустим оба пучка через -пластинку, при этом поляризованный по кругу свет превратится в линейно поляризованный, так как пластинка вносит дополнительную разность фаз между двумя взаимно ортогональными направлениями колебаний вектора Е. 3. Как отличить эллиптически-поляризованный свет от частично-поляризованного ? Для идентификации двух рассматриваемых пучков одного поляризатора явно не хватает. Для их различения необходимо поместить перед световым пучком пластинку, а за ней поляризатор. Вращением пластинки вокруг пучка найти такое положение при котором свет, прошедший через нее, становится линейно поляризованным. Такое произойдет, если оптическая ось пластинки совпадает с большой (либо с малой) осью эллипса поляризации. Далее пропуская получивший линейно-поляризованный свет через поляризатор, вращением которого вокруг направления пучка, можно добиться полного затемнения и полного пропускания через каждые угла поворота. При эллиптической поляризации пучка действуя описанным выше образом, можно добиться полного затемнения на выходе, если же этого достичь не получается, - означает смешанную или частично-поляризованную суть падающего пучка света.

Изображение слайда
24

Слайд 24

4. Как отличить правую круговую поляризацию от левой? Круговую или эллиптическую поляризацию электромагнитной волны называют левой, если вращение вектора напряжённости электрического поля этой волны происходит против часовой стрелки, если смотреть с направления волны. Наоборот, если вращение вектора напряжённости электрического поля этой волны происходит по часовой стрелке, если смотреть с направления волны, то поляризация электромагнитной волны называется правой. Прежде всего пропускают оба пучка через λ /4 -пластинку, на которой указано направление колебаний, распространяющихся с большей скоростью и, следовательно, опережающих на выходе на фазу π /2 колебания, ортогональные этому направлению. Мы уже отмечали, что подбором толщины такую пластинку можно изготовить как из положительного, так и из отрицательного одноосного кристалла. Направление колебаний, дающих опережение по фазе + π /2, фиксируем направлением оси OY. Тогда направление ортогональной оси OX - направление колебаний, отстающих по фазе на π /2 после прохождения пластинки λ /4. Правая круговая поляризация – колебания по Y опережают колебания по X на фазу π /2, амплитуды колебаний по Y и по X одинаковы, круг вписан в квадрат со сторонами параллельными осям OX и OY.

Изображение слайда
25

Последний слайд презентации: Лекция 8. Оптические свойства анизотропных сред. Двойное лучепреломление

Левая круговая поляризация – колебания по Y отстают от колебаний по X на фазу π /2, амплитуды колебаний по X и по Y одинаковы, круг вписан в квадрат со сторонами параллельными осям OX и OY. Для правой поляризации λ /4 -пластинка добавляет фазу π /2, в результате получаем, что разность фаз между ортогональными колебаниями оказывается равной π, это значит, что свет становится плоско поляризованным, причем плоскость поляризации, т.е. вектор E располагается под углом к осям OY и OX и располагается во 2-ом и 4-ом квадрантах, т.е. левее оси OY во 2-ом квадранте. Если же поляризация была левая, то колебания по Y отстают по фазе на π /2 от колебаний по X. С помощью λ /4 -пластинки мы компенсируем отставание на π /2, в результате разность фаз равна нулю, т.е. на выходе будет свет, плоскость поляризации которого располагается в 1-ом и 3-ем квадрантах под углом к обеим осям OX и OY. Направление поляризации в двух рассмотренных случаях легко найти с помощью поляризатора на последнем этапе анализа.

Изображение слайда