практикум по общей физике Оптика Издательство Самарский универси

Работа добавлена на сайт samzan.net:

ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ

ГОСУДАРСТВЕННОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ

ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ

«САМАРСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ»

ФИЗИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

Кафедра общей и теоретической физики

ПОЛЯРИЗАЦИЯ СВЕТА

Лабораторный практикум по общей физике

Оптика

Издательство «Самарский университет»

2009

Содержание

Часть I

Теоретические основы эксперимента . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

Электромагнитная природа света. Уравнения Максвелла . . . . . . . . . . 3

Поперечность световой волны и поляризация света . . . . . . . . . . . . . . 5

Поляризация при отражении. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

Прохождение света через анизотропные среды . . . . . . . . . . . . . . . . . .13

Поляризаторы. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

Интерференция поляризованного света . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

Наведенная анизотропия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

Оптическая активность. Вращение плоскости поляризации . . . . . . . 24

Принцип действия и устройство лазера . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

Библиографический список . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

Часть II

Экспериментальная часть . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

Лабораторная работа «ИЗУЧЕНИЕ ПОЛЯРИЗАЦИИ СВЕТА» . . . . . . . . .34

Лабораторная работа «ОПРЕДЕЛЕНИЕ УДЕЛЬНОГО ВРАЩЕНИЯ

И НЕИЗВЕСТНОЙ КОНЦЕНТРАЦИИ САХАРНОГО

РАСТВОРА ПРИ ПОМОЩИ САХАРИМЕТРА СУ-3» . . . . . . . . . 41

Лабораторная работа «ОПРЕДЕЛЕНИЕ УДЕЛЬНОГО ВРАЩЕНИЯ

И НЕИЗВЕСТНОЙ КОНЦЕНТРАЦИИ САХАРНОГО

РАСТВОРА ПРИ ПОМОЩИ ПОЛЯРИМЕТРА СМ-3» . . . . . . . . . 48

Лабораторная работа «ИССЛЕДОВАНИЕ СОСТОЯНИЯ

ПОЛЯРИЗАЦИИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ» . . . . . . . . . . . . . . . . . 55

Поляризация света

1. Теоретические основы эксперимента

Электромагнитная природа света. Уравнения Максвелла

Вопрос о природе света всегда представлял собой одну из главных проблем оптики. Исследования в этом направлении привели ко многим крупным открытиям в области физики. В 1861 г. шотландец Джеймс Кларк Максвелл вывел систему уравнений для электромагнитного поля, из которой вытекала возможность существования электромагнитных волн, скорость распространения которых определялась величиной электродинамической константы. Определенное Кольраушем и Вебером значение этой постоянной совпало со скоростью света, измеренной Физо. Это позволило Максвеллу предположить, что свет представляет собой электромагнитную волну.

К концу ХIХ века накопилось много фактов, подтверждающих предположение Максвелла. К их числу относятся: опыты Фарадея, в которых наблюдалось влияние магнитного поля на распространение света в веществе; опыты Лебедева, в которых было измерено световое давление; опыты Герца, в которых было доказано существование электромагнитных волн; эксперименты по взаимодействию света с веществом. Дальнейшие исследования показали, что уравнения Максвелла имеют очень глубокое физическое содержание, далеко выходящее за рамки тех фактов и представлений, на основе которых они были получены. Оказалось, что эти уравнения удовлетворяют условию релятивистской инвариантности, хорошо описывают быстропеременное электромагнитное поле, могут быть положены в основу теории излучения электромагнитных волн движущимися зарядами и теории взаимодействия света и вещества.

В удобной для оптики гауссовой системе единиц уравнения Максвелла для электромагнитного поля в среде, где нет объемных зарядов и токов проводимости, имеют вид

(1.1)

Здесь и - напряженность и индукция электрического поля, и - напряженность и индукция магнитного поля, с – электродинамическая постоянная, равная скорости света в вакууме.

Уравнения (1.1) позволяют вывести замкнутые уравнения для полей и , которые называются волновыми уравнениями:

(1.2)

Решения уравнений (1.2) имеют характер распространяющихся волн любой формы. Но наиболее часто в оптике используются модели плоской и сферической гармонических волн, поскольку во многих случаях свойства оптических источников близки к свойствам этих эталонных волн.

Для плоской гармонической волны, находящейся в момент времени t в точке пространства, определяемой радиусом-вектором , используется тригонометрическая форма записи

, (1.3)

либо комплексная запись

, (1.4)

где - амплитуда волны, ω – круговая частота, - волновой вектор, δ – начальная фаза волны. Величина называется полной фазой волны.

Гармоническая сферическая волна, расходящаяся от точечного источника, может быть представлена в виде

. (1.5)

В такой волне напряженности полей зависят только от одной пространственной переменной – модуля радиуса-вектора.

Геометрическое место одинаковых значений фаз называют волновым фронтом. В плоской волне это плоскость, в сферической – сфера.

Поперечность световой волны и поляризация света

Из уравнений Максвелла (1.1) можно определить взаимную пространственную ориентацию векторов поля плоской световой волны. Векторы напряженности электрического () и магнитного () полей плоской гармонической (монохроматической) волны, распространяющейся в однородной среде или вакууме в произвольном направлении (), взаимно перпендикулярны и образуют правовинтовую тройку. Если, например, плоская волна распространяется вдоль оси x (рис.1.1), то компоненты полей в направлении распространения волны отсутствуют, т.е. Ex = Нx = 0. Такая поперечность световой волны лишает ее осевой симметрии относительно волнового вектора из-за наличия выделенных направлений и в плоскости, перпендикулярной .

Для продольных волн, например, акустических, все направления, перпендикулярные линии распространения волн, эквивалентны. Для поперечных электромагнитных волн такой эквивалентности нет, т. к. свойства волн зависят от ориентации векторов напряженностей электрического и магнитного полей. Такая поперечная анизотропия электромагнитных световых волн характеризуется важной характеристикой оптического излучения - поляризацией. Поляризацию световой волны обычно связывают с ориентацией вектора . Предпочтение, которое отдается вектору напряженности электрического поля, связано с тем, что сила, действующая со стороны светового поля на электрический заряд, равна , и в нерелятивистском приближении ( υ << с ) действие магнитного поля много слабее, чем действие электрического.

Как ведет себя ветор по мере распространения плоской гармонической волны? Для ответа на этот вопрос определим траекторию движения конца вектора . Если плоская волна распространяется вдоль оси x (рис.1.1), то в общем случае у нее отличны от нуля компоненты Е y и Еz , каждая их которых изменяется по гармоническому закону:

Введем вспомогательное обозначение  = t – kx и преобразуем последние выражения следующим образом:

Отсюда

Возводя в квадрат правые и левые части этих уравнений и складывая почленно, найдем

(1.6)

Уравнение (1.6) является уравнением эллипса. Эллипс вписан в прямоугольник, стороны которого параллельны осям y , z и имеют длины 2Е0y и 2Е0 z (рис.1.2, а).

Рис.1.2. Состояния поляризации плоской гармонической

волны

Таким образом, в общем случае при распространении плоской гармонической волны конец вектора в плоскости x = const описывает эллипс. Аналогично ведет себя и вектор напряженности магнитного поля. Такая волна называется эллиптически поляризованной.

В частном случае разность фаз может оказаться равной  = m , где m = 0,  1,  2,…, тогда эллипс вырождается в прямую, описываемую уравнением

В этом случае волна является линейно поляризованной ( плоско поляризованной). На рис.1.2, б показаны два возможных направления поляризации, соответствующие  = 0 и  =  . Отметим, что линейная поляризация световой волны представляет наибольший интерес для оптики.

Если Е0y = Е0z и  = (2m + 1) / 2 , где m = 0,  1,  2,… , то эллипс вырождается в окружность, а поляризация называется круговой (циркулярной). Поляризацию света принято называть правой, если вектор совершает вращение по часовой стрелке, и левой – при вращении вектора против часовой стрелки при наблюдении навстречу световому лучу. Аналогичная терминология используется и для эллиптической поляризации.

Итак, монохроматическая волна всегда поляризована. Направлением (вектором) поляризации принято называть направление вектора . В случае линейной поляризации плоскость поляризации определяется как плоскость, в которой лежат вектор и волновой вектор .

Первые указания на поперечную анизотропию светового луча были получены в 1690 г. Х. Гюйгенсом при опытах с кристаллами исландского шпата. Само понятие «поляризации света» было введено в оптику в 1704 г. И. Ньютоном, ошибочно полагавшим наличие у луча света «сторон». Объяснение поляризации света было получено в электромагнитной теории, позднее – в квантовой электродинамике.

Классическая физика излучения и поляризация

Как и почему возникает свет? Что является источником электромагнитных световых волн? Почему поляризуется свет? Исчерпывающие ответы на эти вопросы дает только квантовая теория. Тем не менее, классическая волновая теория – достаточно простая и наглядная – дает возможность объяснить многие световые явления, исходя из законов электродинамики. Более того, многие выводы классической волновой оптики находят подтверждение в квантовой теории.

Первоначально излучение электромагнитных волн было продемонстрировано с помощью «вибратора Герца». Вибратор Герца представляет собой пару металлических стержней с шариками на концах, расположенных вдоль одной прямой на небольшом расстоянии друг от друга (рис.1.3). Стержни укреплены на изолирующих подставках и разделены разрядным промежутком. Через высокоиндуктивные дроссели к стержням подводится постоянное высокое напряжение. Между стержнями происходит искровой разряд, при этом вибратор излучает электромагнитную волну. Это излучение регистрируется с помощью аналогичного приемного вибратора. Частота излучения вибратора Герца составляла 107-108 Гц. Частота видимого света на несколько порядков выше: 1014-1015 Гц. Если свет – электромагнитная волна, то возникает вопрос: существуют ли «вибраторы Герца», излучающие свет? Поскольку частота излучения возрастала при уменьшении размеров вибратора, то было сделано предположение, что элементарный источник света обладает чрезвычайно малыми размерами – это атом или молекула.

Классическая модель атома – это пара разноименных зарядов, связанных между собой упругой силой. Один из возможных вариантов такой модели представляет собой точечный положительный заряд +q, расположенный в центре атома («ядро»), а отрицательный заряд -q («электрон») равномерно распределен внутри сферы, охватывающей ядро. Система находится в равновесии, если центр сферы совпадает с ядром (рис.1.4, а). Если же центр сферы смещается относительно ядра (рис.1.4, б), то возникает кулоновская возвращающая сила, пропорциональная величине смещения и стремящаяся вернуть атом в положение равновесия. Таким образам заряды взаимодействуют подобно шарикам, связанным пружинкой (рис.1.4, в).

В классической электродинамике рассматривается решение задачи об излучении пары электрических зарядов +q и q , связанных между собой упругой силой. Такая система называется диполем. Основной характеристикой диполя является дипольный момент, определяемый формулой

, (1.7)

где - радиус-векторы зарядов. Динамика дипольного момента атома описывается уравнением Ньютона. Строгое решение задачи об излучении диполя можно получить путем решений уравнений Максвелла с учетом переменного тока, вызванного движением зарядов:

, , , . (1.8)

Опуская достаточно громоздкие математические преобразования, воспользуемся готовым решением для векторов поля излучения, справедливым для так называемой дальней зоны, т.е. области пространства, находящейся от диполя на расстоянии много большем размера диполя и длины волны излучения. Это решение имеет вид:

, , (1.9)

где - радиус-вектор, проведенный от диполя в точку наблюдения поля, единичный вектор .

Соответствующая решению (1.9) структура поля излучения диполя показана на рис.1.5. Начало системы координат совмещено с неподвижным зарядом, ось x совпадает с направлением колебаний диполя. Анализ полученных выражений показывает, что излучение диполя линейно поляризовано, причем вектор лежит в плоскости векторов и , а вектор ортогонален этой плоскости.

Если считать, что колебания диполя являются гармоническими, то можно найти выражения для волн и , у которых амплитуды оказываются равными и прямо пропорциональными синусу угла θ между векторами и . Поскольку интенсивность излучения I пропорциональна квадрату амплитуды напряженности электрического поля, то оказывается, что I ~ sin2 θ . Соответствующая диаграмма направленности излучения показана на рис.1.6. Важным является тот факт, что колеблющийся электрический заряд не излучает электромагнитных волн в направлении своего движения.

При описании излучения реальных источников на первый план выступает проблема суммирования вкладов огромного числа (N ≈ 6,022∙1023 моль-1) отдельных осцилляторов (атомов, молекул). При этом используются правила статистики для вычисления средних значений, когда суммирование заменяется усреднением. Вследствие хаотической пространственной ориентации дипольных моментов оказывается, что излучение статистического ансамбля осцилляторов имеет так называемую естественную поляризацию (естественный свет). В любой точке пространства происходит суперпозиция огромного числа волн, у которых фазы и направления поляризации имеют случайные значения. В результате направление вектора в плоскости фронта результирующей волны меняется с течением времени случайным образом. Такой свет не обнаруживает анизотропии в плоскости колебаний вектора . Иначе говоря, естественный свет обладает осевой симметрией относительно направления своего распространения (рис.1.7, а). Символическое изображение естественного света показано на рис.1.7, б.

Каждый из векторов амплитуды естественного света можно разложить на два взаимно перпендикулярных и (рис.1.8, а). Тогда из-за полной хаотичности колебаний средние по времени значения будут одинаковы, т.е. < > = < >. Поскольку , а квадраты амплитуд пропорциональны интенсивностям волн, то интенсивности образовавшихся двух волн будут одинаковы. При этом обе волны полностью линейно поляризованы во взаимно перпендикулярных направлениях. На рис.1.8, б показано еще одно условное обозначение естественного света.

Очевидно, что гармонические волны, равно как и естественный свет, являются идеализированными моделями. Как правило, существует некое преимущественное направление колебаний вектора относительно направления перемещения волны. В этом случае говорят о частичной поляризации света. Поскольку частично поляризованный свет можно представить как суперпозицию неполяризованной и полностью поляризованной компонент, то состояние поляризации характеризуют степенью поляризации:

, (1.10)

где в числителе и знаменателе - интенсивности поляризованной компоненты и полная интенсивность света соответственно. Так степень поляризации гармонической волны равна единице, естественного света - нулю. Реальные световые источники имеют степень поляризации 0  Р  1.

Поляризация при отражении

В 1812 г. шотландский физик Дэвид Брюстер обнаружил, что при определенных условиях коэффициент отражения света от непроводящей поверхности обращается в ноль. Оказалось, что для любой пары прозрачных диэлектрических сред можно подобрать такой угол падения, что отражения не будет вовсе! Явление получило названия эффекта Брюстера, а соответствующий угол падения – углом Брюстера. Было обнаружено также, что падающий под углом Брюстера естественный свет при отражении полностью линейно поляризуется перпендикулярно плоскости падения света. Рассмотрим коротко, как можно описать явление Брюстера с позиций электромагнитной теории Максвелла.

Пусть на плоскую границу двух прозрачных немагнитных диэлектриков падает под произвольным углом φ узкий пучок естественного света (рис.1.9). При этом часть света отражается под углом φ' , часть – проходит во вторую среду, преломляясь под углом ψ . Каждую из амплитуд волн - падающей, отраженной и прошедшей - разложим на две линейно поляризованные со взаимно перпендикулярными векторами напряженности электрического поля. Поскольку плоскость рисунка является плоскостью падения, для векторов амплитуд используются обозначения:  - амплитуда волны, поляризованной в плоскости падения и  - амплитуда волны, поляризованной перпендикулярно плоскости падения (показаны на рис.1.9 большими точками, т. к. направлены к наблюдателю). Для удобства на рис.1.9 изображены только векторы амплитуд напряженности электрического поля, поскольку разложение магнитной компоненты совершенно аналогично.

Из электродинамики известно, что на границе раздела диэлектриков нормальные компоненты напряженности электрического и магнитного полей терпят разрыв, а тангенциальные (параллельные поверхности раздела) должны быть непрерывны. Запишем граничные условия, учитывая, что амплитуды волн связаны известным соотношением :

E п cos φ - E отрcos φ' = E прcos ψ ,

E п - E отр = E пр , (1.11)

cos φ - cos φ' = .

Для решения этой системы линейных уравнений введены специальные коэффициенты, выражающие отношения амплитуд:

r = Eотр/Eп ; ;

(1.12)

τ = Eпр/Eп ; .

Первые два (r и r) называются амплитудными коэффициентами отражения света, два других (τ и ) – амплитудными коэффициентами пропускания света. Используя эти величины, можно решить систему (1.11) простой подстановкой. В результате получаются соотношения

r = , ,

(1.13)

τ , ,

которые носят название формул Френеля. Они позволяют на практике вычислять энергию отраженного и преломленного пучков света и определять соотношения фаз световых волн при отражении и преломлении.

В знаменатель формулы для r входит функция tg(φ+ψ). Это означает, что если подобрать угол падения света φБ (угол Брюстера ) таким, что в сумме с углом преломления ψ он составит π/2 , то амплитудный коэффициент отражения света r обратится в ноль. Поскольку r = Eотр/Eп , то падение света под углом Брюстера должно привести к полной поляризации отраженной волны: колебания вектора в отраженной волне будут происходить в плоскости, перпендикулярной плоскости падения света. Брюстеровский угол поэтому называют углом полной поляризации. Если падающий свет предварительно поляризовать так, чтобы он содержал только одну составляющую , то отражения вообще не будет.

Причину эффекта Брюстера можно пояснить следующим образом. Под действием преломленного луча во второй среде образуются диполи, колебания которых происходят параллельно вектору преломленной волны (рис.1.10). Поскольку отраженный луч перпендикулярен преломленному (φБ + ψ = π/2 ), диполи второй среды не испускают свет в направлении отраженного луча: это направление совпадает с направлением колебания диполей. В результате отраженный луч отсутствует, и вся энергия света передается преломленному лучу.

Согласно изложенной теории прохождения света плоской границы, преломленная волна всегда частично, либо полностью поляризуется. Если сложить последовательно несколько плоскопараллельных стеклянных пластинок (так называемая стопа Столетова) и направить на нее естественный свет, то степень поляризации преломленной волны будет возрастать с ростом числа пластинок. Например, при 8 -10 пластинках прошедший сквозь стопу свет почти полностью поляризуется в плоскости падения.

Прохождение света через анизотропные среды

Во многих прозрачных средах скорость света одинакова по всем направлениям. Такие среды называются изотропными. Но в некоторых кристаллах и растворах скорость света в различных направлениях неодинакова. Это связано с высокой степенью упорядоченности атомных структур. При этом асимметрия расположения атомов в различных пространственных направлениях приводит к оптической анизотропии. Еще со времен Гюйгенса известны необычные эффекты, проявляющиеся в результате прохождения света через прозрачные кристаллы. Рассмотрим наиболее важные опыты, ставшие классическими.

На тонкую пластину турмалина (кристалл 1 на рис.1.11, а) падает пучок естественного света. Одно из направлений в кристалле является особенным и называется оптической осью – стрелка ОО' на рис.1.11, а. Затем свет попадает на совершенно идентичную пластинку турмалина 2 , которая может поворачиваться вокруг оси светового пучка. При параллельном положении пластин изображение в прошедшем свете имеет вид слегка затемненной полосы зеленоватого цвета (рис.1.11, б). При повороте второй пластинки центральная часть изображения становится более темной. Если же пластинки скрещены крест накрест, то в области их пересечения образуется совершенно темный квадрат (рис.1.11, в). Таким образом описанный эксперимент демонстрирует анизотропное поглощение света в кристалле турмалина.

Механизм анизотропного поглощения можно пояснить следующим образом. Допустим, что электроны в кристалле, будучи связаны кристаллической решеткой, могут двигаться преимущественно в одном направлении относительно кристалла. Если поляризация света совпадает с этим направлением, то световое поле вызовет сильную раскачку электронов, передавая им свою энергию. Электроны, в свою очередь, отдадут энергию кристаллической решетке. В итоге свет будут интенсивно поглощаться. Если поляризация падающей волны перпендикулярна возможному направлению движения электронов, то электроны практически не возбуждаются, и свет почти полностью проходит через кристалл. По этой же причине при облучении кристалла естественным светом возникает плоскополяризованная волна за кристаллом: турмалин пропускает свет лишь той поляризации, которая перпендикулярна направлению возможного колебания электронов в кристалле. Таким образом пластинка турмалина может служить поляризатором света. Вторая пластинка в описанном опыте служит для анализа состояния поляризации света и называется анализатором. Поляризаторы (анализаторы) свободно пропускают колебания, параллельные оптической оси кристалла, и полностью задерживают колебания, перпендикулярные ей.

Если поляризатор и анализатор ориентированы произвольно относительно друг друга, то интенсивность прошедшего через них света будет зависеть от угла α между направлениями их оптических осей. Пусть - амплитуда электрического вектора волны, прошедшей через поляризатор, а - амплитуда волны, прошедшей через анализатор (рис.1.12). Очевидно, анализатор пропустит только составляющую , где α – угол между оптическими осями поляризатора и анализатора. Так как интенсивность света пропорциональна квадрату амплитуды колебаний, то

. (1.14)

Уравнение (1.14) выражает закон Малюса. Таким образом, интенсивность света, прошедшего через поляризатор и анализатор, изменяется от Imin = 0 при α = π/2 (полное гашение света) до Imax при α = 0. Когда угол между оптическими осями поляризатора и анализатора равен π/2 , говорят, что анализатор и поляризатор установлены в «скрещенном» положении, или, что то же самое – «на темноту».

Другой замечательный опыт демонстрирует явление двойного лучепреломления в кристаллах. Двойное лучепреломление впервые было обнаружено в 1669 г. Бартолином для кристаллов исландского шпата (кальцита). Если узкий пучок света направить на достаточно толстый кристалл кальцита под произвольным углом падения и под некоторым углом к оптической оси (рис.1.13, а), то из кристалла выйдут два луча, параллельных друг другу и падающему лучу. Даже в том случае, когда первичный пучок падает на кристалл нормально (рис.1.13, б), преломленный пучок разделяется на два: один из них является продолжением первичного, что соответствует закону преломления, а второй отклоняется. Первый из них со времен Гюйгенса называют обыкновенным (о-луч), второй – необыкновенным (е-луч). (Такое название сохранено от латинских слов “ordinar” и “enordinar” соответственно). И только в случае падения света вдоль оптической оси не наблюдается раздваивания луча.

При повороте кристалла относительно оси падающего пучка света один из лучей остается неподвижным, а другой поворачивается вместе с кристаллом: закон преломления для него не выполняется. Анализ поляризации лучей показывает, что оба луча, вышедших из кристалла, линейно поляризованы во взаимно перпендикулярных направлениях. Плоскость, проходящую через направление падающего света и оптическую ось кристалла, называют главным сечением кристалла. Колебания электрического вектора в обыкновенном луче происходят перпендикулярно главному сечению (следовательно, перпендикулярно оптической оси). Вектор поляризации необыкновенного луча лежит в главном сечении. Поэтому для символического обозначения поляризации используют соответственно точки (о-луч) и стрелки (е-луч) (рис.1.14).

Двойное лучепреломление является следствием анизотропии диэлектрической проницаемости ε в кристаллах. Поскольку показатель преломления , электромагнитным волнам с разными направлениями вектора соответствуют разные значения показателя преломления. Следовательно, скорость световых волн υ = с / n также зависит от направления колебаний электрического вектора. Для обыкновенного луча все направления распространения равнозначны, т. к. вектор всегда перпендикулярен оптической оси. Значит, и скорость распространения о-луча одинакова по всем направлениям: υо = с / nо , где nо = const – показатель преломления кристалла для обыкновенного луча. В необыкновенном луче направления колебаний в общем случае не перпендикулярны оптической оси, поэтому и скорость υе , и показатель преломления nе зависят от угла между электрическим вектором и оптической осью.

В природе существуют одноосные и двуосные кристаллы, имеющие соответственно одно или два направления, вдоль которых отсутствует двойное лучепреломление. К одноосным относятся лед, кварц, кальцит, турмалин, герапатит, берилл. К двуосным - гипс, полевой шпат, слюда, топаз. Следует отметить, что некоторые кристаллы (с высоко симметричной элементарной ячейкой) вовсе не обнаруживают оптической анизотропии. Например, поваренная соль, алмаз, плавиковый шпат.

В зависимости от соотношения между величинами показателей преломления кристаллы разделяют на положительные и отрицательные. Для положительных кристаллов no  ne (лед, кварц), для отрицательных - no  ne (берилл, кальцит, турмалин)

Большинство прозрачных двоякопреломляющих кристаллов одинаково поглощают обыкновенные и необыкновенные лучи. Однако, у некоторых кристаллов (турмалин, герапатит) один из лучей поглощается сильнее, чем другой. О таких кристаллах говорят, что они обладают дихроизмом. Если толщина дихроичного кристалла достаточно велика, то один из лучей полностью поглотится и прошедший свет окажется плоскополяризованным. На явлении дихроизма основано действие поляроидных пленок.

Поляризаторы

Поляризаторы – это приспособления для получения, обнаружения и анализа поляризованного света, а также для исследований и измерений, основанных на явлении поляризации света. Типичными представителями являются поляризационные призмы и поляроиды. Поляризационные призмы делятся на два класса: однолучевые - дающие один плоскополяризованный пучок лучей; двулучевые – дающие два пучка лучей, поляризованных во взаимно перпендикулярных направлениях.

Из однолучевых призм наибольшее распространение получила призма Николя, называемая просто николем (рис.1.15). Она представляет собой двойную призму из исландского шпата, склеенную вдоль грани АВ канадским бальзамом (клей из смолы канадской сосны), показатель преломления которого n = 1,55. Оптическая ось призмы составляет с входной гранью угол 48о. На передней грани призмы естественный луч, параллельный ребру СВ , разделяется на два луча: обыкновенный (no = 1,66) и необыкновенный (ne = 1,51). При соответствующем подборе угла падения, равного или больше предельного, обыкновенный луч испытывает полное отражение (канадский бальзам для него является оптически менее плотной средой), а затем поглощается зачерненной поверхностью CВ . Необыкновенный луч выходит из кристалла незначительно смещенным относительно падающего луча (ввиду преломления на наклонных гранях АС и ВD ) .

В двулучевых поляризационных призмах используется различие в показателях преломления обыкновенного и необыкновенного лучей для разведения на возможно бٓольшие углы. Эти призмы составлены либо из двух склеенных прямоугольных призм из исландского шпата и стекла, либо из двух призм из исландского шпата со взаимно перпендикулярными оптическими осями. В качестве примера на рис.1.16 показан ход лучей в призме Волластона. Естественный свет падает на входную грань AС первой призмы из кальцита с оптической осью, параллельной AС . Образовавшиеся два луча (обыкновенный и необыкновенный) идут в этой призме по одному направлению, но с разными скоростями (υо< υе); при этом оба луча поляризованы в двух взаимно перпендикулярных направлениях. На грани АD лучи преломляются различным образом (nо> nе) и выходят из призм пространственно разделенными.

Широкое распространение получили поляризаторы, действие которых основано на явлении дихроизма. Сильным дихроизмом обладают кристаллы турмалина: пластинка турмалина толщиной в 1 мм практически полностью поглощает обыкновенный луч. Также применяются поляроиды: пленки из целлулоида, на которые обычно наносят кристаллики геропатита – двоякопреломляющего вещества с сильно выраженным дихроизмом в видимой области спектра. Так, при толщине всего 0,1 мм такая пленка полностью поглощает обыкновенный луч, являясь в таком тонком слое хорошим поляризатором (анализатором). Недостаток поляроидов по сравнению с поляризационными призмами – их невысокая прозрачность, селективность поглощения при разных длинах волн и небольшая термостойкость.

Существуют устройства, называемые компенсаторами, позволяющие не только получать поляризованный свет, но и изменять разность фаз ортогональных колебаний светового поля. Например, с помощью компенсатора можно преобразовать эллиптически поляризованный свет в линейно поляризованный или наоборот. На рис.1.17 показана схема компенсатора Бабине. Компенсатор представляет собой пару кварцевых клиньев, образующих вместе плоскопараллельную пластину. Поскольку кварц – положительный кристалл, то no  ne . Оптические оси клиньев перпендикулярны друг другу и перпендикулярны световому пучку. В такой конфигурации не происходит пространственного разделения лучей, однако пучок распадается на две волны, бегущие в одном направлении с разными скоростями. Разность фаз ортогональных колебаний, вносимая компенсатором, определяется выражением

(1.14)

где h 1 и h 2 – расстояния, пройденные световым лучом в первом и во втором клиньях. Разность фаз можно плавно менять, перемещая один из клиньев по плоскости соединения. Если же пучок достаточно широкий, то изменение разности фаз происходит при неподвижном компенсаторе по сечению пучка.

Часто на практике для управления поляризацией вместо компенсаторов используют специальные пластинки из анизотропных кристаллов, так называемые четвертьволновые и полуволновые пластинки. Рассмотрим плоскую гармоническую волну, падающую на пластинку, вырезанную из одноосного кристалла параллельно его оптической оси, так что оптическая ось перпендикулярна направлению падающего света (рис.1.18). В кристалле волна распадается на две линейно поляризованные – обыкновенную и необыкновенную. Из-за различия в показателях преломления между этими волнами возникает фазовый набег

(1.15)

где h – толщина пластинки. Изменение разности фаз ортогональных компонент светового поля изменяет состояние поляризации волны. Этот эффект и лежит в основе действия пластинок, управляющих поляризацией света.

Если толщина пластинки подобрана так, что  =   2, то разность хода необыкновенного и обыкновенного лучей равна четверти длины волны:

Такая пластинка получила название четвертьволновой.

Посмотрим, как, например, с помощью данной пластинки можно преобразовать линейную поляризацию света в круговую. Пластинку устанавливают так, что оптическая ось кристалла составляет угол в 45о с направлением поляризации падающего света (рис.1.19). При этом на входе пластинки ортогональные колебания светового поля в обыкновенной и необыкновенной волнах синфазны и одинаковы по амплитуде. На выходе эти колебания оказываются сдвинутыми по фазе на δ = π/2 . Согласно полученному ранее уравнению (см. формулу (1.6))

и такой свет будет иметь круговую поляризацию. Аналогичным образом можно осуществить и обратную операцию - преобразования круговой поляризации света в линейную.

Если толщина пластинки подобрана так, что  =  , то разность хода необыкновенного и обыкновенного лучей

Такая пластинка называется полуволновой.

Интерференция поляризованного света

Известно, что явление интерференции возможно лишь при условии, что волны имеют одинаковое направление поляризации. Если же волны поляризованы во взаимно перпендикулярных плоскостях, то они не могут давать интерференционную картину ни при какой разности фаз. Более того, интенсивность света вообще не зависит от разности фаз ортогональных компонент поля.

Отсюда следует, что обыкновенная и необыкновенная волны, распространяющиеся в анизотропном кристалле, не могут интерферировать между собой. Этот вывод подтверждается опытом. Наблюдения показывают, что при прохождении светового пучка через пластину прозрачного анизотропного кристалла его интенсивность не меняется, т. е. интенсивность света на выходе равна интенсивности входного пучка независимо от разности фаз между обыкновенным и необыкновенным лучами в кристалле.

Фазовый набег, возникающий между обыкновенной и необыкновенной волнами в кристалле, влияет не на интенсивность, а на поляризацию света. Можно трансформировать изменение поляризации в изменение интенсивности, используя поляризационные приспособления. Наблюдаемые при этом явления изменения интенсивности света получили название интерференции поляризованного света.

Схема наблюдения интерференции поляризованных лучей показана на рис.1.20. Ее основными элементами являются источник света, поляризатор П , анализатор А и кристаллическая пластинка К . Обычно сначала устанавливают поляризатор и анализатор в «скрещенном» положении, т. е. так, что свет на экран не попадает. Если теперь в световой пучок между поляризатором и анализатором внести анизотропную кристаллическую пластинку, то система начнет пропускать свет, что будет заметно по появлению светового пятна на экране.

Если положения поляризатора и анализатора фиксированы, то интенсивность света на экране зависит от взаимной ориентации поляризатора и кристалла, а также от фазового набега δ , возникающего между обыкновенной и необыкновенной волнами в кристалле и определяемого формулой (1.15). В частности, если оптическая ось кристалла составляет угол π/4 с плоскостью поляризации падающего на него света и δ = π (полуволновая пластинка), то плоскость поляризации света поворачивается в пластинке на π/2 , и вышедший из пластинки свет полностью пропускается анализатором. В этом случае свет на экране имеет максимальную интенсивность, равную интенсивности входного светового пучка. Если теперь поставить пластинку в целую длину волны (δ = 2π ), но ориентацию оставить прежней, то вращения плоскости поляризации не происходит, и свет на экране не появляется.

Итак, согласно (1.15), фазовый набег, возникающий между обыкновенной и необыкновенной волнами в кристалле, зависит от материала пластинки, ее толщины, а также от длины световой волны λ . Поэтому, если в системе, показанной на рис.1.20, используется белый свет, то волны разных длин приобретают в кристалле разные фазовые набеги, т. е. по-разному изменяют состояние поляризации и, следовательно, по-разному пропускаются анализатором. Это приводит к тому, что свет, прошедший через систему, приобретает окраску. При изменении взаимной ориентации поляризатора и кристалла окраска изменяется.

Наведенная анизотропия

Экспериментально обнаружено, что оптически изотропные вещества (газы, жидкости, пластмассы, стекла) могут стать анизотропными, если они подвергаются механическим напряжениям (Брюстер, 1816г.), помещаются в электрическое (Керр, 1875г.) или магнитное (Коттон и Мутон, 1905 г.) поля. Во всех этих случаях вещество приобретает свойства одноосного кристалла с определенной ориентацией оптической оси.

Изотропный в обычных условиях плексиглас становится анизотропным, при действии механического напряжения. Так, если в схеме наблюдения интерференции поляризованных лучей (рис.1.20) заменить анизотропный кристалл прозрачным плексигласовым кубиком, зажатым в тиски, то можно наблюдать на экране интерференционную картину, связанную с появлением внутренних анизотропных напряжений в плексигласе. Сжимая тиски, можно наблюдать увеличение контраста картины, сдвиг и деформацию интерференционных полос на экране. Подобные наблюдения используются для моделирования и исследования внутренних напряжений и деформаций в различных материалах и конструкциях, например, в крюках, валках прокатных станов и т. п.

Некоторые газы, жидкости, стекла приобретают анизотропию под действием внешнего электрического поля. Эффект Керра заключается в возникновении двойного лучепреломления в оптически изотропных веществах (газах, жидкостях, стеклах) под действием внешнего однородного электрического поля. На рис.1.21 показана ячейка Керра, состоящая из кюветы, стенки которой пропускают свет, и конденсатора, создающего электрическое поле. Кювета наполнена жидкостью (обычно нитробензолом).

До и после ячейки Керра ставятся скрещенные поляризатор и анализатор. Плоскость колебаний падающего на ячейку поляризованного света составляет угол 45о с направлением поля в конденсаторе. В отсутствие поля свет не проходит через анализатор. Но при подаче напряжения на пластины конденсатора на экране появляется свет. Это говорит о том, что среда становится анизотропной, в ней возникают два луча (обыкновенный и необыкновенный). Различие показателей преломления nо и nе приводит к различным скоростям двух волн в пучке, поляризованных вдоль и поперек поля. На выходе из среды волны имеют разность фаз, складываются и образуют эллиптически поляризованный свет, который частично проходит через анализатор. Вводя компенсатор перед анализатором, можно измерить разность фаз. Оказывается, что разность фаз пропорциональна квадрату напряженности электрического поля:

где l – длина кюветы, – напряженность электрического поля, В – постоянная Керра. Постоянная Керра может быть положительной и отрицательной в зависимости от агрегатного состояния среды, температуры и структуры молекул.

Количественная теория эффекта Керра была дана П. Ланжевеном для неполярных молекул и позже обобщена М. Борном для полярных (дипольных) молекул. В общих чертах механизм возникновения анизотропии объясняется следующим образом. Хаотическое расположение молекул обусловливает макроскопическую изотропию среды в отсутствие поля. Внешнее поле индуцирует в молекуле дипольный момент, пропорциональный полю. Возникающий момент сил стремится развернуть молекулу так, чтобы максимальное направление поляризуемости совпало с направлением поля. Такой ориентационный механизм образования анизотропии применим к газам и в меньшей степени к жидкостям, где большую роль начинают играть межмолекулярные взаимодействия. Еще сложнее процесс протекает в твердых телах, где ориентационные степени свободы молекул как бы «заморожены». Фактически это уже нелинейные эффекты взаимодействия поля с веществом. Строгое теоретическое рассмотрение эффекта Керра может быть проведено лишь в рамках квантовой механики.

Очень важной особенностью является чрезвычайно малая инерционность эффекта Керра. Время релаксации составляет от 10-11 до 10-12 с. Это нашло широкое применение при создании быстродействующих оптических затворов и модуляторов света, необходимых для лазерной техники и скоростной фотографии, звукозаписи, киносъемки. Оптические затворы – это устройства для управления световым потоком: временного перекрытия и последующего пропускания в течение определенного промежутка времени. Например, в механических оптических затворах перекрывание светового пучка осуществляется механическим перемещением шторок, зеркал, призм и т. п. Скорость переключения таких затворов определяется инерцией подвижных элементов и составляет обычно не менее 10-4 с. В оптическом затворе, работающем на основе эффекта Керра, для управления затвором можно, например, вместо электрического импульса использовать мощные поляризованные световые импульсы, оптически наводящие двулучепреломление. Скорость переключения таких затворов очень высока (до 10-13 с).

Если действовать на ячейку Керра вместо постоянного напряжения переменным полем определенной частоты, то световой поток на выходе прибора будет промодулирован по интенсивности с той же частотой. На этом основано применение ячейки Керра в качестве электрооптического модулятора. Оптические модуляторы – это устройства для управления параметрами световых потоков: амплитудой, частотой, фазой, поляризацией. Ячейка Керра применяется также в лазерах в качестве «затвора» для получения мощных световых импульсов.

Оптическая активность. Вращение плоскости поляризации

Было обнаружено (Араго, 1811 г.), что при прохождении плоскополяризованного света через кристаллы и растворы (главным образом, органических веществ) плоскость поляризации поворачивается на некоторый угол. Например, на рис.1.22 свет проходит через поляризатор, затем - через сахарный раствор. Поляроид-анализатор, расположенный за кюветой с раствором и установленный «на темноту», не полностью гасит свет. Если же анализатор повернуть на угол φ , то он перестает пропускать свет. Это свидетельствует о том, что сахарный раствор в кювете поворачивает плоскость поляризации света на угол φ . Это явление называют оптической активностью. Вещества, обладающие способностью в отсутствие внешних воздействий вращать плоскость поляризации, называются оптически активными. Примерами твердых оптически активных тел являются кварц, сахар, камфора, киноварь, из жидкостей - водный раствор сахара, винная кислота, скипидар.

Угол поворота плоскости поляризации для оптически активных растворов зависит от длины пути l (м) света в веществе и от концентрации c (кг/м3). Для разбавленных растворов эта зависимость линейна и угол (рад) определяется выражением

φ = αlc . (1.16)

Постоянная α характеризует свойства вещества и называется удельным вращением (постоянной вращения) или удельной оптической активностью. Коэффициент α зависит от температуры и длины волны используемого света.

Как показывает опыт, существуют правовращающие и левовращающие модификации одного и того же вещества. Направление вращения плоскости поляризации устанавливается для наблюдателя, к которому направлен луч света. Если плоскость поляризации поворачивается по часовой стрелке, то вещество является правовращающим (или положительным), если против – левовращающим (или отрицательным). Не пытаясь пока объяснить механизм вращения, укажем, что кристаллы правовращающего и левовращающего кварца отличаются по своей форме и являются зеркальным отображением друг друга (рис.1.23).

Основы феноменологической теории вращения плоскости поляризации были заложены Френелем (1817 г.). Согласно гипотезе Френеля, в оптически активных веществах скорость распространения света различна для лучей, поляризованных по правому и левому кругу. Для правовращающих веществ υпр > υлев (nпр < nлев ), для левовращающих υпр < υлев (nпр > nлев). Гипотеза Френеля была подтверждена с помощью опытов на составной призме из «правого» и «левого» кварца (рис.1.24). У всех трех призм оптические оси, изображенные на рисунке стрелками, направлены параллельно падающему лучу плоскополяризованного света. Поскольку для правовращающего кварца nпр < nлев , а для левовращающего nпр > nлев , то на границе раздела первой и второй призм луч раздваивается, а на границе второй и третьей призм образовавшиеся два луча расходятся еще больше. Оба выходящих Оба выходящих луча циркулярно поляризованы в разные стороны.

Рассмотрим, как можно объяснить вращение плоскости поляризации с позиций феноменологической теории электромагнетизма. Всякий вектор напряженности электрического поля , изменяющийся с частотой ω , можно представить в виде суммы двух векторов и , одинаковой величины, вращающихся с угловой скоростью ω в противоположных направлениях (рис.1.25). Тогда

причем .

Пусть и - мгновенные значения электрических векторов в точке x = 0 в момент времени t = 0 (рис.1.26). Положение результирующего вектора определяет положение плоскости поляризации АА' волны на входе в оптически активное вещество. Поскольку волны и распространяются в веществе с разными скоростями, то расстояние l в активном веществе они проходят за разные промежутки времени = l / υпр и = l / υлев . Тогда фазы этих волн в точке x = l будут соответственно равны

(t - l / υпр) ,

(t - l / υлев) . (1.17)

Это означает, что векторы и повернутся на разные углы и , причем > ( υпр < υлев) . Результирующий вектор , а, следовательно, и плоскость поляризации окажутся повернутыми относительно первоначального положения на угол ψ (положение ВВ' на рис.1.26). Из рис.1.26 следует, что . Используя формулу (1.17), запишем

( 1 / υлев - l / υпр ) = .

Вводя длину волны света в вакууме , получим выражение для угла поворота плоскости поляризации света в оптически активной среде:

. (1.18)

Заметим, что поворот происходит в направлении той волны, которая распространяется с большей скоростью.

Итак, вращение плоскости поляризации получило объяснение в рамках феноменологической теории. Однако эта теория не способна объяснить, почему скорость волны в правовращающем веществе отлична от ее скорости в левовращающем. Ответить на этот вопрос можно с позиций молекулярной теории, если предположить, что вращение плоскости поляризации связано с асимметрией внешней формы. В случае кристаллов об этом говорит уже упоминавшееся различие внешнего вида правого и левого кварца (рис.1.23). Для аморфных однородных тел исследуемое явление связывают со строением сложных молекул активной среды.

Подробное исследование аморфных тел было проведено М. Борном (1915г.), показавшим, что вращение плоскости поляризации можно объяснить, если учесть взаимодействие электромагнитного поля с веществом в пределах одной молекулы. При построении теории учитывалось, что все оптически активные вещества существуют в двух модификациях, характеризующихся правым и левым вращением, и рассматривались сложные асимметричные молекулы с пространственной структурой, не имеющие ни центра симметрии, ни плоскости симметрии (рис.1.27). Несмотря на одинаковый химический состав, одинаковые структурные элементы и внутренние связи, молекулы таких веществ различны. Никаким поворотом нельзя совместить такую молекулу с ее зазеркальным двойником. Согласно Борну, при проведении расчетов следует учесть наличие определенных соотношений между электрическими моментами, вызываемыми плоской волной в разных участках (радикалах) сложной молекулы. Также необходимо учитывать изменение фазы волны в пределах молекулы. Расчеты подобного рода достаточно сложны.

В заключение следует упомянуть фундаментальные эксперименты М. Фарадея, который в 1845 г. впервые осуществил искусственное вращение плоскости поляризации, помещая оптически неактивное вещество в продольное магнитное поле (эффект Фарадея). Значение его опытов было чрезвычайно велико для развития электромагнитной теории, поскольку впервые оптические и магнитные явления рассматривались совместно. Позже эффект Фарадея нашел значительное техническое приложение.

Оптическая активность служит стандартным методом измерения концентрации растворов в промышленном производстве. В медицине измерение угла поворота вращения плоскости поляризации служит для определения концентрации сахара в биологических объектах (кровь, моча). Также оптическая активность полезна при исследовании пространственной структуры больших молекул (например, белков) или ее изменений в различных условиях. Многие вещества (стекла, пластмассы) приобретают оптическую активность в деформированном состоянии. Вращение плоскости поляризации максимально в местах с максимальным напряжением. Модели костей или деталей машин, выполненные из прозрачной пластмассы и помещенные между скрещенными поляроидами, можно использовать для визуального наблюдения точек наибольшего напряжения (метод поляризационно-оптического анализа).

Принцип действия и устройство лазера

Трудно найти пример открытия в физике, которое оказало бы на науку и технику такое же сильное влияние, как создание лазера. Сверхсильные световые поля и лазерный термоядерный синтез, сверхкороткие световые импульсы и сверхнизкие температуры, нелинейная оптика и лазерная спектроскопия, голография и оптическая связь, обработка материалов и оптический компьютер, лазерная медицина и контроль окружающей среды – вот лишь краткий перечень применений лазера, который находит все новые и новые сферы приложения.

С принципиальной физической точки зрения лазер демонстрирует новый тип излучения – вынужденное излучение в квантовой системе. Главная особенность этого излучения в том, что оно когерентно, т.е. имеет структуру, близкую к плоской гармонической волне.

Исследования теплового излучения, открытие квантов энергии, изучение спектров испускания и поглощения света атомами, а также другие экспериментальные и теоретические исследования, выполненные в конце ХIХ – начале ХХ веков, позволили сформулировать следующие два постулата, касающиеся свойств атомных систем (Нильс Бор, 1913 г.):

1. Существуют стационарные состояния атомов, в которых они не излучают и не поглощают свет. В этих состояниях атомы обладают энергиями, образующими дискретный ряд W1 , W 2 , W3 ,… (уровни энергии).

2. Излучение, испускаемое или поглощаемое атомом при переходе с уровня энергии Wm на уровень Wn , монохроматично, а его частота ω определяется условием

, (1.19)

где - постоянная Планка.

Эти постулаты резко противоречат основным представлениям классической механики и электродинамики, однако полностью подтверждаются на опыте. Постулаты Бора можно рассматривать как краткое и точное описание свойств атомных систем, установленных путем обобщения и анализа экспериментальных данных. На рис.1.28 показана схема энергетических уровней атома. Каждый уровень характеризуется своим номером и энергией.

Чрезвычайно важный шаг на пути к созданию лазера был сделан А. Эйнштейном в 1916 г. В своей работе «К квантовой теории излучения» он ввел понятия спонтанного и вынужденного излучения в квантовой системе. Согласно Эйнштейну возможны следующие типы радиационных процессов.

1. Спонтанное излучение. Квант света испускается при самопроизвольном переходе атома из состояния «2» в состояние «1» (рис.1.29, а).

2. Вынужденное поглощение. Атом поглощает падающий квант света и переходит из состояния «1» в состояние «2» (рис.1.29, б).

3. Вынужденное излучение. Если атом уже находится в возбужденном состоянии, то под действием резонансного падающего кванта света (кванта с частотой ) происходит переход атома из состояния «2» в состояние «1» (рис.1.29, в).

Нетрудно видеть, что при вынужденном излучении не только сохраняется падающий фотон, но и возникает второй фотон с такой же частотой. Оба фотона оказываются в фазе относительно друг друга. Именно так в лазере возникает когерентное излучение.

Обычно большая часть атомов находится в основном состоянии, поэтому падающие фотоны в основном поглощаются. Чтобы получить когерентное излучение в результате вынужденного испускания, необходимо выполнение двух условий. Во-первых, населенность верхнего рабочего уровня должна превышать населенность нижнего уровня, т. е. необходима инверсия населенности. Только при этом условии испускание будет преобладать над поглощением. Во-вторых, более высокое состояние должно быть метастабильным, т. е. электроны в нем должны находиться дольше, чем обычно, чтобы переход был вынужденным, а не спонтанным.

Существует несколько способов возбуждения атомов для создания в лазере необходимой инверсной заселенности. Чаще всего для этого используют облучение светом («оптическая накачка»), электрический разряд, электрический ток, химические реакции.

Для того, чтобы от режима усиления перейти к режиму генерации света в лазере, как и в любом генераторе, используется обратная связь. Обратная связь в лазере осуществляется с помощью оптического резонатора, который в простейшем случае представляет собой пару параллельных зеркал.

Принципиальная схема лазера показана на рис.1.30. Активная среда 1 (рабочее вещество) заключена в длинной узкой трубке, на концах которой расположены два зеркала 3. Одно из зеркал (на рисунке - правое) частично пропускает свет (около 1 – 2 % падающего излучения). Источник накачки 2 (например, мощная лампа-вспышка), воздействуя на рабочее вещество, создает в нем инверсию населенностей. Затем инвертированная среда начинает спонтанно испускать кванты света. Под действием спонтанного излучения начинается процесс вынужденного излучения света. Благодаря инверсии населенностей этот процесс носит лавинообразный характер и приводит к усилению света. Потоки света, идущие в боковых направлениях, быстро покидают активный элемент и не дают вклада в основное излучение. В то же время фотоны, распространяющиеся вдоль оси резонатора, многократно отражаются от зеркал, многократно проходят через активный элемент, продолжая стимулировать испускание атомами новых фотонов. Небольшая доля фотонов, летящих вдоль оси резонатора, выходит через полупрозрачное зеркало, образуя узкий когерентный пучок излучения 4 .

В полном виде концепцию лазера разработали в России Н.Г.Басов, А.М. Прохоров и Ч.Таунс, А, Шавлов в США. Первый твердотельный лазер на кристалле рубина создал в 1960 г. американский исследователь Т. Мейман. Рассмотрим теперь некоторые конкретные типы лазеров.

Рубиновый лазер. Рубин представляет собой кристалл окиси алюминия, в котором часть атомов алюминия замещена атомами хрома. Чем больше хрома, тем ярче окраска кристаллов. Рубин имеет красный или розовый цвет. Это объясняется тем, что атомы хрома в кристалле поглощают широкую полосу зеленого и желтого света и пропускают только красный и голубой свет. В лазере Меймана был использован бледно-розовый рубин, содержащий 0,05% хрома. Именно атомы хрома и участвуют в генерации лазерного излучения.

На рис.1.31 показана схема энергетических уровней атома хрома в кристалле рубина («трехуровневая схема»). Атомы хрома возбуждаются мощными вспышками ксеноновой лампы, испускающей свет с длиной волны 550 нм, соответствующей энергии фотона 2,2 эВ. В процессе оптической накачки атомы переходят из состояния W0 в состояние W2 . Из состояния W2 атомы либо быстро возвращаются в состояние W0 , либо переходят в промежуточное метастабильное состояние W1 . Время жизни на метастабильном уровне составляет около 310-3 с, а на обычных уровнях – около 10-8 с . При мощной накачке создается инверсная населенность уровней, т. е. в состоянии W1 оказывается больше атомов, чем в W0 . Как только несколько атомов перейдут на основной уровень, они стимулируют вынужденное излучение других атомов, и начинается лазерная генерация. Рубиновый лазер генерирует пучок фотонов с энергией 1,8 эВ и длиной волны 694,3 нм (рубиново-красный свет).

Гелий – неоновый (He - Ne) лазер. Это электроразрядный лазер низкого давления, работающий на смеси благородных газов гелия (15%) и неона (85%), свойства которых удачно сочетаются. Активным веществом является неон. Атомы гелия играют вспомогательную роль, они необходимы для создания инверсной населенности.

В лазере смесь гелия и неона заключена в стеклянную трубку, в которой поддерживается непрерывный электрический разряд. При разряде происходит возбуждение атомов гелия, которые переходят в метастабильное состояние W1 (рис.1.32) с энергией 20,61 эВ. У атомов неона имеется возбужденное состояние почти с такой же энергией над основным состоянием 20,66 эВ. Вместо быстрого перехода в основное состояние за счет спонтанного излучения, атомы гелия сталкиваются с атомами неона и передают им возбуждение, возвращаясь в исходное состояние W0 . Атомы неона переходят в возбужденное состояние W1. Между состояниями W1 и W2 (с меньшей энергией) возникает инверсия населенностей, т. к. уровень W2 почти не заселен. Наконец, при переходе атомов неона из W1 в W2 испускается излучение с длиной волны 632,8 нм, которое и образует лазерный луч.

Существующие современные лазеры можно классифицировать по особенностям активной среды (твердотельные, газовые, на красителях и т. д.) и по способу накачки (оптическая, газоразрядная, химическая и т. д.). Но такая классификация является весьма условной, т. к. в рамки одного и того же класса попадают системы, совершенно не похожие по другим признакам. Тем не менее, можно выделить основные типы.

1) Твердотельные лазеры (на стеклах, рубиновые и др.) с оптической накачкой. Применение: спектроскопия, нелинейная оптика, лазерная технология (сварка, закалка, упрочнение материалов), мощные установки для лазерного термоядерного синтеза (ЛТС).

2) Электроразрядные лазеры низкого давления на благородных газах: He-Ne, He-Xe и др. Маломощные, с высокой монохроматичностью и направленностью. Применение: спектроскопия, настройка оптических систем.

3) Полупроводниковые лазеры: накачка инжекцией через гетеропереход. Миниатюрны, с большим КПД, могут работать в непрерывном и импульсном режимах. Применение: спектроскопия, оптические линии связи, звуко – и видио-системы, обработка информации.

4) Аргоновый лазер, генерирующий зеленый луч. Накачка - электрический разряд; режим – непрерывный. Применение: спектроскопия, нелинейная оптика, медицина.

5) Эксимерные лазеры. Рабочая среда – газовая смесь благородных газов с фтором, хлором, фторидами. Накачка – электронным пучком или разрядом. Импульсный режим. УФ-диапазон. Применение: спектроскопия, химия, ЛТС.

6) Лазеры на красителях. Рабочая среда – жидкость; оптическая накачка. Основное достоинство – большой диапазон плавной перестройки частоты генерируемого излучения. Применяются для получения разных типов излучения.

7) Химические лазеры. Среда – смесь газов. Накачка – химические реакции между компонентами смеси. Широкий спектр генерации в ближней ИК-области спектра. Применение: спектроскопия, лазерная химия, контроль состава атмосферы.

8) Лазер на основе ВКР. (ВКР – вынужденное комбинационное рассеяние света.) Накачка лазерным излучением. Применяются для получения когерентного излучения различных частот и для суммирования излучения нескольких лазеров.

Библиографический список

Ахманов, С.А. Физическая оптика / С.А. Ахманов, С.Ю. Никитин. - М.: Изд. МГУ, 1998.
Матвеев, А.Н. Оптика / А.Н. Матвеев. - М.: Высшая школа, 1985.
Ландсберг, Г.С. Оптика / Г.С. Ландсберг. - М.: Наука, 1976.
Борн, М. Основы оптики / М. Борн, Э. Вольф. - М.: Наука, 1973.
Калитеевский, Н.И. Волновая оптика / Н.И. Калитеевский. - М.: Наука, 1971.
Крауфорд, Ф. Волны. Берклеевский курс физики / Ф. Крауфорд. – М.: Наука, 1974.
Фейнман, Р. Фейнмановские лекции по физике. Т.3-4 / Р. Фейнман, Р. Лейтон, Р. Сэндс. - М.: Мир, 1969.

Рис.1.1 Поперечность световой волны

Рис.1.3. Вибратор Герца

а)

б)

в)

Рис.1.4. Классическая модель атома

 = 0

2Е0y

2Е0z

 = 

б)

а)

Рис.1.5. Структура поля излучения

диполя

I (θ)

Рис.1.6. Диаграмма направленности

излучения диполя

а)

б)



б)

а)

Рис.1.7. Направления колебаний вектора

в естественном свете

Рис.1.8. Разложение амплитуды вектора напряженности электрического вектора по компонентам (а); условное обозначение естественного света (б).

Рис.1.9. Отражение и преломление света на плоской границе













Рис.1.10. К пояснению

механизма эффекта Брюстера

Еп

φБ

в)

а)

б)

Экран

Свет

О΄

Рис. 1.11. Прохождение света через кристалл турмалина.

Схема опыта (а). Изображения пластин на экране: две пластины

параллельны (б) и перпендикулярны (в) друг другу

через кристалл турмалина

Свет

О'

Рис.1.12. К выводу закона Малюса

О'

Рис.1.14. Поляризация обыкновенного

и необыкновенного лучей

О'

а)

б)

О'

Рис.1.13. Двойное лучепреломление в кристалле исландского шпата

О'

90о

68о

48о

Рис.1.15. Призма Николя

Рис.1.16. Призма Волластона

Свет

Рис.1.17. Компенсатор

Бабине

Рис.1.18. Кристаллическая

пластинка для управления

поляризацией света

О'

Свет

Рис.1.19. Действие

четвертьволновой пластинки

О'

Вход

Выход

Рис.1.20. Схема наблюдения

интерференции поляризованных лучей

Свет

Экран

Свет

Пластины конденсатора

Кювета

с жидкостью

45о

Рис.1.21. Ячейка Керра

Экран

О'

Рис.1.22. Поворот плоскости поляризации сахарным раствором

Рис.1.23. Модификации

кристаллов кварца

Правый

Левый

Правый

Рис.1.24. Опыт на составной призме

из право- и левовращаюшего кварца

Рис.1.25. Разложение линейно поляризованной волны

В'

А'

Рис.1.26. К теории вращения

плоскости поляризации

Рис.1.27. Изомеры молекулы

бутилового спирта

С2Н5

СН3

ОН

С2Н5

СН3

ОН

Рис.1.28. Схема уровней энергии атома

а)

б)

в)

Рис.1.29. Типы радиационных процессов в квантовой системе

Рис.1.30. Принципиальная

схема лазера

Рис.1.31. Уровни энергии атомов хрома в кристалле рубина

2,2 эВ

1,8 эВ

0,4 эВ

W0

Столкновение

W1

20,66 эВ

20,61 эВ

Неон

Гелий

Рис.1.32. Уровни энергии атомов гелия и неона

1. Ближнее зарубежье сфера жизненных интересов России
2. Методические рекомендации для студентов обучающихся по направлению Юриспруденция по выполнению кон
3. Но этого света хватало дворцовой прислуге занятой сервировкой ужина; в полумраке сновали слуги хлопотливо
4. ГЦПСП главной медсестрой
5. лекция медицинских рефератов историй болезни литературы обучающих программ тестов1
6. Реферат- Cлова с размытой семантической структурой во французской разговорной речи
7. 37-39 Авторы- Козаченко В
8. Наочні посібники для трудового навчання та вимоги до них
9. Тема урока- Табличные информационные модели Учитель- Болдырева Наталия Михайловна Раздел програ
10. Трудовые отношения в Нижегородском речном порту
11. от очень сытной мясной до вегетарианской рецептов десятки и даже сотни Не сомневаемся что вы придумаете
12. йоркской полиции Еве Даллас
13. РЕФЕРАТ дисертації на здобуття наукового ступеня кандидата педагогічних наук Київ
14. МЕТОДИЧЕСКИЕ РЕКОМЕНДАЦИИ ДЛЯ ПРАКТИЧЕСКИХ ЗАНЯТИЙ Тема-Электронное правительство
15. Формирование знаний и умений по изучению акцентуаций характера как индивидуально~психологических особенн
16. Экономика и жизнь московский выпуск.html
17. тематика 4г Соболева В
18. Метель2013 ГРУППА Б
19. Курсовая работа- Организация хранения и поиска информации в сети Internet.html
20. Понятия рефлекса рефлекторной дуги рефлекторного круга

Материалы собраны группой SamZan и находятся в свободном доступе