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1、第 1 章 光在各向同性介质中的传播特性,1.1 光波的特性 1.2 光波在介质界面上的反射和折射1.3 光波在金属表面上的反射和折射 例题,1.1 光波的特性,1.1.1 光电磁波 麦克斯韦电磁方程 1.电磁波谱 自从19世纪人们证实了光是一种电磁波后，又经过大量的实验，进一步证实了X射线、射线也都是电磁波。它们的电磁特性相同，只是频率(或波长)不同而已。如果按其频率(或波长)的次序排列成谱，称为电磁波谱，如图1-1所示。由于光的频率极高(10121016 Hz)，数值很大，使用起来很不方便，因而采用波长表征，光谱区域的波长范围约从1 mm到10 nm。人们习惯上将红外线、可见光和紫外线又细
2、分如下：,图 1-1 电磁波谱,2.麦克斯韦电磁方程 根据光的电磁理论，光波具有电磁波的所有性质，并且可以从电磁场满足的基本方程麦克斯韦方程组推导出来。从麦克斯韦方程组出发，结合具体的边界条件及初始条件，可以定量地研究光的各种传输特性。麦克斯韦方程组的微分形式为：,式中，D、E、B、H分别表示电感应强度(电位移矢量)、电场强度、磁感应强度、磁场强度；是自由电荷体密度；J是传导电流密度。这种微分形式的方程组将任意时刻、空间任一点的电、磁场的时空关系与同一时空点的场源联系在一起。,3.物质方程 光波在各种介质中的传播过程实际上就是光与介质相互作用的过程。因此，在运用麦克斯韦方程组处理光的传播特性时
3、，必须要考虑介质的属性，以及介质对电磁场量的影响。描述介质特性对电磁场量影响的方程，即是物质方程：,D=E(1.1-5)B=H(1.1-6)J=E(1.1-7),式中，=0r，为介电常数，描述介质的电学性质，0是真空中介电常数，r是相对介电常数；=0r，为介质磁导率，描述介质的磁学性质，0是真空中磁导率，r是相对磁导率；为电导率，描述介质的导电特性。,应当指出的是，在一般情况下，介质的光学特性具有不均匀性，、和应是空间位置的坐标函数，即应当表示成(x,y,z)、(x,y,z)和(x,y,z)；若介质的光学特性是各向异性的，则、和应当是张量，因而物质方程应为如下形式：,即D与E、B与H、J与E一
4、般不再同向；当光强度很强时，光与介质的相互作用过程会表现出非线性光学特性，因而描述介质光学特性的量不再是常数，而应是与光场强有关系的量，例如介电常数应为(E)，电导率应为(E)。对于均匀的各向同性介质，、和是与空间位置和方向无关的常数；在线性光学范畴内，、与光场强无关；透明、无耗介质中，=0；非铁磁性材料的r可视为1。,4.波动方程 麦克斯韦方程组描述了电磁现象的变化规律，指出任何随时间变化的电场，将在周围空间产生变化的磁场；任何随时间变化的磁场，将在周围空间产生变化的电场，变化的电场和磁场之间相互联系，相互激发，并且以一定速度向周围空间传播。因此，交变电磁场就是在空间以一定速度由近及远传播的
5、电磁波，应当满足描述电磁波动方程。,下面，我们从麦克斯韦方程组出发，推导出电磁波动方程，并且限定所讨论的区域远离辐射源，不存在自由电荷和传导电流，介质为各向同性的均匀介质。此时，麦克斯韦方程组可简化为,对(1.1-10)式两边取旋度，并将(1.1-11)式代入，可得,利用矢量微分恒等式,并考虑到(1.1-8)式，可得,同理可得,(1.1-12a),(1.1-12b),若令,可将以上两式变化为,(1.1-14),(1.1-13),这个方程组即为交变电磁场所满足的波动方程，它说明了交变电磁场是以速度v在介质中传播的电磁波动，并由此可以得到电磁波在真空中的传播速度为,根据我国的国家标准 GB3102
6、.6-82，真空中的光速为,c=(2.997 934 580.000 000 012)108 m/s,为描述光在介质中传播的快慢，引入表征介质光学性质的一个很重要的参量折射率n：,除铁磁性介质外，大多数介质的磁性都很弱，可以认为r1。因此，折射率可表示为,此式称为麦克斯韦关系。对于一般介质，r或n都是频率的函数，具体的函数关系取决于介质的结构。,(1.1-15),(1.1-16),5.光电磁场的能流密度 电磁理论指出，电磁场是一种特殊形式的物质，既然是物质，就必然有能量。而光电磁场是一种电磁波，它所具有的能量将以速度v向外传播。为了描述电磁能量的传播，引入能流密度玻印亭(Poynting)矢量
7、S，它定义为S=EH(1.1-17)表示单位时间内，通过垂直于传播方向上的单位面积的能量。,对于一种沿z方向传播的平面光波，光场表示为：E=exE0cos(t-kz)H=hyH0cos(t-kz)式中的ex、hy是电场、磁场振动方向上的单位矢量，其光波的能流密度S为S=szE0H0cos2(t-kz)式中，sz是能流密度方向上的单位矢量。因为由(1.1-10)式关系，平面光波场有，所以S可写为,(1.1-18),该式表明，这个平面光波的能量沿z方向以波动形式传播。由于光的频率很高，例如可见光为1014量级，因而S的大小随时间的变化很快。而相比较而言，目前光探测器的响应时间都较慢，例如响应最快的
8、光电二极管仅为10-810-9 s，远远跟不上光能量的瞬时变化，只能给出S的平均值。所以，在实际应用中都利用能流密度的时间平均值S表征光电磁场的能量传播，并称S为光强，以I表示。假设光探测器的响应时间为T，则,相应的光电场强度振幅为,这样强的电场，能够产生极高的温度，足以将目标烧毁。应当指出，在有些应用场合，由于只考虑某一种介质中的光强，只关心光强的相对值，因而往往省略比例系数，把光强写成I=E2=E20如果考虑的是不同介质中的光强，比例系数不能省略。,1.1.2 几种特殊形式的光波 上节得到的交变电场E和交变磁场H所满足的波动方程(1.1-14)，可以表示为如下的一般形式：,(1.1-20)
9、,这是一个二阶偏微分方程，根据光场解的形式的不同，光波可分类为平面光波，球面光波，柱面光波或高斯光束。,1.平面光波 首先说明，光波中包含有电场矢量和磁场矢量，从波的传播特性来看，它们处于同样的地位，但是从光与介质的相互作用来看，其作用不同。在通常应用的情况下，磁场的作用远比电场弱，甚至不起作用。例如，实验证明，使照相底片感光的是电场，不是磁场；对人眼视网膜起作用的也是电场，不是磁场。因此，通常把光波中的电场矢量E称为光矢量，把电场E的振动称为光振动，在讨论光的波动特性时，只考虑电场矢量E即可。,1)波动方程的平面光波解在直角坐标系中，拉普拉斯算符的表示式为,为简单起见，假设 f 不含x、y变
10、量，则波动方程为,为了求解波动方程，先将其改写为,(1.1-21),令,可以证明,因而，上面的方程变为,求解该方程，f 可表示为,(1.1-22),对于式中的f1(z-vt),凡(z-vt)为常数的点都处于相同的振动状态。如图1-2(a)所示，t=0时的波形为，t=t1时的波形相对于波形平移了vt1，。由此可见，f1(z-vt)表示的是沿z方向以速度v传播的波。类似分析可知，f2(z+vt)表示的是沿-z方向以速度v传播的波。将某一时刻振动相位相同的点连结起来，所组成的曲面叫波阵面。由于此时的波阵面是垂直于传播方向z的平面(图1-2(b)，因而 f1和 f2是平面光波，(1.1-22)式是平面
11、光波情况下波动方程(1.1-21)的一般解。在通常情况下，沿任一方向k、以速度v传播的平面波的波阵面，如图1-2(c)所示。,图 1-2 平面波图示,2)单色平面光波(1)单色平面光波的三角函数表示(1.1-22)式是波动方程在平面光波情况下的一般解形式，根据具体条件的不同，可以采取不同的具体函数表示。最简单、最普遍采用的是三角函数形式，即f=Acos(t-kz)+Bsin(t+kz)若只计沿+z方向传播的平面光波，其电场表示式为,(1.1-23),(2)单色平面光波的复数表示 为便于运算，经常把平面简谐光波的波函数写成复数形式。例如，可以将沿z方向传播的平面光波写成,采用这种形式，就可以用简
12、单的指数运算代替比较繁杂的三角函数运算。例如，在光学应用中，经常因为要确定光强而求振幅的平方E20，对此，只需将复数形式的场乘以它的共轭复数即可：,(1.1-24),应强调的是，任意描述真实存在的物理量的参量都应当是实数，在这里采用复数形式只是数学上运算方便的需要。由于对(1.1-24)式取实部即为(1.1-23)式所示的函数，所以，对复数形式的量进行线性运算，只有取实部后才有物理意义，才能与利用三角函数形式进行同样运算得到相同的结果。此外，由于对复数函数exp-i(t-kz)与expi(t-kz)两种形式取实部得到相同的函数，因而对于平面简谐光波，采用exp-i(t-kz)和expi(t-k
13、z)两种形式完全等效。因此，在不同的文献书籍中，根据作者的习惯不同，可以采取其中任意一种形式。,对于平面简谐光波的复数表示式，可以将时间相位因子与空间相位因子分开来写：,(1.1-25),式中，,(1.1-26),称为复振幅。若考虑场强的初相位，则复振幅可表示为,(1.1-27),复振幅反映了场振动的振幅和相位随空间的变化。在许多应用中，由于因子exp(-it)在空间各处都相同，因此只考察场振动的空间分布时，可将其略去不计，仅讨论复振幅的变化。,进一步，若平面简谐光波沿着任一波矢k方向传播，则其三角函数形式和复数形式表示式分别为,(1.1-28),和,(1.1-29),相应的复振幅为,(1.1
14、-30),在信息光学中，经常遇到相位共轭光波的概念。所谓相位共轭光波是指两列同频率的光波，它们的复振幅之间是复数共轭的关系。,假设有一个平面光波的波矢量k平行于xOz平面(图1-3)，在z=0平面上的复振幅为,(1.1-31),式中的为k与z轴的夹角，则相应的相位共轭光波复振幅为,该式表明，此相位共轭光波是与 波来自同一侧的平面光波，其波矢量平行于xOz平面、与z轴夹角为-。如果对照(1.1-32)式，把(1.1-30)式的复数共轭写成,(1.1-33),(1.1-32),图 1-3 平面波及其相位共轭波,2.球面光波 一个各向同性的点光源，它向外发射的光波是球面光波，等相位面是以点光源为中心
15、、随着距离的增大而逐渐扩展的同心球面，如图1-4所示。球面光波所满足的波动方程仍然是(1.1-20)式，只是由于球面光波的球对称性，其波动方程仅与r有关，与坐标、无关，因而球面光波的振幅只随距离r变化。若忽略场的矢量性，采用标量场理论，可将波动方程表示为,式中，f=f(r,t)。,(1.1-34),图 1-4 球面光波示意图,对于球面光波，利用球坐标讨论比较方便。此时，(1.1-34)式可表示为,即,一般解为,(1.1-35),(1.1-36),其中，f1(r-vt)代表从原点沿r正方向向外发散的球面光波；f2(r+vt)代表向原点(点光源)传播的会聚球面光波。球面波的振幅随r成反比例变化。,
16、最简单的简谐球面光波单色球面光波的波函数为,(1.1-37),其复数形式为,(1.1-38),复振幅为,(1.1-39),上面三式中的A1为离开点光源单位距离处的振幅值。,3.柱面光波 一个各向同性的无限长线光源，向外发射的波是柱面光波，其等相位面是以线光源为中心轴、随着距离的增大而逐渐扩展的同轴圆柱面，如图1-5所示。柱面光波所满足的波动方程可以采用以z轴为对称轴、不含z的圆柱坐标系形式描述：,(1.1-40),式中，。,图 1-5 柱面光波示意图,可以证明，当r较大(远大于波长)时，其单色柱面光波场解的表示式为,(1.1-41),复振幅为,(1.1-42),可以看出，柱面光波的振幅与成反比
17、。式中的A1是离开线光源单位距离处光波的振幅值。,4.高斯(Gauss)光束 由激光器产生的激光束既不是上面讨论的均匀平面光波，也不是均匀球面光波，而是一种振幅和等相位面都在变化的高斯球面光波，亦称为高斯光束。在由激光器产生的各种模式的激光中，最基本、应用最多的是基模(TEM00)高斯光束，因此，在这里仅讨论基模高斯光束。有关这种高斯光束的产生、传输特性的详情，可参阅激光原理教科书。从波动方程解的观点看，基模高斯光束乃是波动方程(1.1-20)式的一种特解。它是以z轴为柱对称的波，大体朝着z轴的方向传播。,考虑到高斯光束的柱对称性，可以采用圆柱坐标系中的波动方程形式：,其解的一般函数形式为。可
18、以证明，下面的基模高斯光束标量波光场满足上述波动方程：,(1.1-43),(1.1-44),(1.1-45),式中，E0为常数，其余符号的意义为,这里，w0为基模高斯光束的束腰半径；f 为高斯光束的共焦参数或瑞利长度；R(z)为与传播轴线相交于z点的高斯光束等相位面的曲率半径；w(z)为与传播轴线相交于z点的高斯光束等相位面上的光斑半径。,由(1.1-44)式可以看出，基模高斯光束具有以下基本特征：基模高斯光束在横截面内的光电场振幅分布按照高斯函数的规律从中心(即传播轴线)向外平滑地下降，如图1-6所示。由中心振幅值下降到1/e点所对应的宽度，定义为光斑半径,该式可变换为,(1.1-47),(
19、1.1-46),可见，基模高斯光束的光斑半径随着坐标z按双曲线的规律扩展，如图1-7所示。,图 1-6 高斯分布与光斑半径,图 1-7 高斯光束的扩展,基模高斯光束场的相位因子,(1.1-48),决定了基模高斯光束的空间相移特性。其中，kz描述了高斯光束的几何相移；arctan(z/f)描述了高斯光束在空间行进距离z处、相对于几何相移的附加相移；因子kr2/2R(z)则表示与横向坐标r有关的相移，它表明高斯光束的等相位面是以R(z)为半径的球面，R(z)随z的变化规律为,(1.1-49),由止式可见：当z=0时，R(z)，表明束腰所在处的等相位面为平面；当z时，|R(z)|z，表明离束腰无限远
20、处的等相位面亦为平面，且曲率中心就在束腰处；当z=f时，|R(z)|=2f，达到极小值；当0zf时，R(z)2f，表明等相位面的曲率中心在(-,-f)区间上；当zf时，zR(z)z+f，表明等相位面的曲率中心在(-f,0)区间上。,基模高斯光束既非平面波，又非均匀球面波，它的发散度采用远场发散角表征。远场发散角1/e2定义为z时，强度为中心的1/e2点所夹角的全宽度，即,(1.1-50),显然，高斯光束的发散度由束腰半径w0决定。综上所述，基模高斯光束在其传播轴线附近可以看作是一种非均匀的球面波，其等相位面是曲率中心不断变化的球面，振幅和强度在横截面内保持高斯分布。,1.1.3 光波场的时域频
21、率谱 1.复色波 前面，我们讨论了频率为的单色平面光波,实际上，严格的单色光波是不存在的，我们所能得到的各种光波均为复色波。所谓复色波是指某光波由若干单色光波组合而成，或者说它包含有多种频率成分，它在时间上是有限的波列。复色波的电场是所含各个单色光波电场的叠加，即,(1.1-51),2.频率谱 在一般情况下，若只考虑光波场在时间域内的变化，可以表示为时间的函数E(t)。通过傅里叶变换，它可以展成如下形式：,式中，exp(-i2t)为傅氏空间(或频率域)中频率为的一个基元成分，取实部后得cos(2t)。因此，可将exp(-i2t)视为频率为的单位振幅简谐振荡。E()随的变化称为E(t)的频谱分布
22、，或简称频谱。这样，(1.1-52)式可理解为：一个随时间变化的光波场振动E(t)，可以视为许多单频成分简谐振荡的叠加，各成分相应的振幅E()，并且E()按下式计算：,(1.1-52),(1.1-53),一般情况下，由上式计算出来的E()为复数，它就是频率分量的复振幅，可表示为,(1.1-54),式中，|E()|为光场振幅的大小；j()为相位角。因而，|E()|2表征了频率分量的功率，称|E()|2为光波场的功率谱。由上所述，一个时域光波场E(t)可以在频率域内通过它的频谱描述。下面，给出几种经常运用的光波场E(t)的频谱分布。,(1)无限长时间的等幅振荡 其表达式为,式中，E0、0为常数，且
23、E0可以取复数值。由(1.1-53)式，它的频谱为,(1.1-56),(1.1-55),该式表明，等幅振荡光场对应的频谱只含有一个频率成分0，我们称其为理想单色振动。其功率谱为|E()|2，如图1-8所示。,图 1-8 等幅振荡及其频谱图,(2)持续有限时间的等幅振荡 其表达式为(设振幅等于1),(1.1-57),这时,(1.1-58),或表示成,(1.1-59),相应的功率谱为,(1.1-60),如图1-9所示。可见，这种光场频谱的主要部分集中在从1到2的频率范围之内，主峰中心位于0处，0是振荡的表观频率，或称为中心频率。,图 1-9 有限正弦波及其频谱图,为表征频谱分布特性，定义最靠近0的
24、两个强度为零的点所对应的频率2和1之差的一半为这个有限正弦波的频谱宽度。由(1.1-60)式，当=0时，|E(0)|2=2；当=01/T时，|E()|2=0，所以有,(1.1-61),因此，振荡持续的时间越长，频谱宽度愈窄。,(3)衰减振荡 其表达式可写为,(1.1-62),相应的E()为,(1.1-63),功率谱为,(1.1-64),如图1-10所示。因此，这个衰减振荡也可视为无限多个振幅不同、频率连续变化的简谐振荡的叠加，0为其中心频率。这时，把最大强度一半所对应的两个频率2和2之差，定义为这个衰减振荡的频谱宽度。,图 1-10 衰减振荡及其频谱图,由于=2(或1)时，|E(2)|2=|E
25、(0)|2/2，即,化简后得,因而,(1.1-65),最后，再次强调指出，在上面的有限正弦振荡和衰减振荡中，尽管表达式中含有exp(-i20t)的因子，但E(t)已不再是单频振荡了。换言之，我们只能说这种振荡的表观频率为0，而不能简单地说振荡频率为0。只有以某一频率作无限长时间的等幅振荡，才可以说是严格的单色光。,3.准单色光 前面已经指出，理想的单色光是不存在的，实际上能够得到的只是接近于单色光。例如，上面讨论的持续有限时间的等幅振荡，如果其振荡持续时间很长，以致于1/T0，则E()的主值区间(0-1/T)(0+1/T)很窄，可认为接近于单色光；对于衰减振荡，若很小(相当于振荡持续时间很长)
26、，则频谱宽度很窄，也接近于单色光。对于一个实际的表观频率为0的振荡，若其振幅随时间的变化比振荡本身缓慢得多，则这种振荡的频谱就集中于0附近的一个很窄的频段内，可认为是中心频率为0的准单色光，其场振动表达式为,(1.1-66),在光电子技术应用中，经常运用的调制光波均可认为是准单色光(或称准单色光波)。,现在考察一个在空间某点以表观频率0振动、振幅为高斯函数的准单色光波,(1.1-67),其振动曲线如图1-11(a)所示。在t=t0时，振幅最大，且为A；当|t-t0|=t/2时，振幅降为A/e。由此可见，参数t表征着振荡持续的有效时间。对于这种高斯函数准单色光波的频谱分布，可由傅氏变换确定：,对
27、该积分作自变量代换，将被积函数分为实部和虚部分别进行积分，得到,相应的功率谱为,(1.1-68),(1.1-69),根据上述定义，有，计算可得,。因此,(1.1-70),该频谱宽度表征了高斯型准单色光波的单色性程度。,图1-11 高斯型准单色光波及其频谱图,1.1.4 相速度和群速度 1.单色光波的速度 假设单色光波电场的表示式为 E=E(r)cost-j(r)(1.1-71)式中，j(r)是随距离变化的相位项，相应于t-j(r)=常数的空间曲面为该单色光波的等相位面，满足该式的r是这个相位状态在不同时刻的位置。将上式两边对时间求导数，得,设r0为dr方向上的单位矢量，并写成dr=r0 ds，
28、则有,当r0垂直于等相位面，即r0=/|时，上式值最小，其值为,(1.1-72),该v(r)就是等相位面的传播速度，简称为相速度。对于波矢量为k的平面单色光波，其空间相位项为j(r)=kr-j0,因此j=k所以，平面单色光波的相速度为,(1.1-73),应当注意，相速度是单色光波所特有的一种速度，由于它表示的不是光波能量的传播速度，所以当，例如在色散介质的反常色散区，就有相速度v大于真空中光速度c的情况，这并不违背相对论的结论。,2.复色光波的速度 如前所述，实际上的光波都不是严格的单色光波，而是复色光波，它的光电场是所包含各个单色光波电场的叠加，即,(1.1-74),为简单起见，以二色波为例
29、进行说明。,如图1-12(a)所示的二色波的光电场为,假设E01=E02=E0，且|1-2|1，2，则,(1.1-75),式中,图 1-12 两个单色光波的叠加,对于上述复色光波，E(z，t)为其光场的振幅(包络)，为其光场的相位，这种复色光波的传播速度包含两种含义：等相位面的传播速度和等振幅面的传播速度，前者也称为相速度，后者也称为群速度或包络速度。1)复色波的相速度 若令(1.1-75)式的复色波相位为常数(常数)，则某时刻等相位面的位置z对时间的变化率dz/dt即为等相位的传播速度复色波的相速度，且有,(1.1-76),2)复色光波的群速度 由复色波表示式(1.1-75)可见，它的振幅是
30、时间和空间的余弦函数，在任一时刻，满足(mt-kmz)=常数的z值，代表了某等振幅面的位置，该等振幅面位置对时间的变化率即为等振幅面的传播速度复色光波的群速度，且有,当很小时，可以写成,(1.1-77),由波数，vg可表示为,(1.1-78),由，有，可将上式变为,(1.1-79),由，有，上式还可表示为,(1.1-80),该式表明，在折射率n随波长变化的色散介质中，复色光波的相速度不等于群速度：对于正常色散介质(dn/d0)，vvg；对于反常色散介质(dn/d0)，vvg；在无色散介质(dn/d=0)中，复色光波的相速度等于群速度，实际上，只有真空才属于这种情况。,应当指出：复色光波是由许多
31、单色光波组成的，只有复色光波的频谱宽度很窄，各个频率集中在某一“中心”频率附近时，才能构成(1.1-75)式所示的波群，上述关于复色光波速度的讨论才有意义。如果较大，得不到稳定的波群，则复色波群速度的概念没有意义。波群在介质中传播时，由于介质的色散效应，使得不同单色光波的传播速度不同。因此，随着传播的推移，波群发生“弥散”，严重时，其形状完全与初始波群不同。由于不存在不变的波群，其群速度的概念也就没有意义。所以，只有在色散很小的介质中传播时，群速度才可以视为一个波群的传播速度。,由于光波的能量正比于电场振幅的平方，而群速度是波群等振幅点的传播速度，所以在群速度有意义的情况下，它即是光波能量的传
32、播速度。,1.1.5 光波的横波性、偏振态及其表示 1.平面光波的横波特性 假设平面光波的电场和磁场分别为E=E0e-i(t-kr)(1.1-81)H=H0e-i(t-kr)(1.1-82)将其代入麦克斯韦方程(1.1-8)式和(1.1-9)式，可得kD=0(1.1-83)kB=0(1.1-84)对于各向同性介质，因为DE，有kE=0(1.1-85),对于非铁磁性介质，因为B=0H，有,kH=0(1.1-86),这些关系说明，平面光波的电场矢量的磁场矢量均垂直于波矢方向(波阵面法线方向)。因此，平面光波是横电磁波。如果将(1.1-81)式、(1.1-82)式代入(1.1-10)式，可以得到,(
33、1.1-87),(1.1-88),由此可见，E与B、H相互垂垂，因此，k、D(E)、B(H)三矢量构成右手螺旋直角坐标系统。又因为S=EH，所以有ks，即在各向同性介质中，平面光波的波矢方向(k)与能流方向(s)相同。进一步，根据上面的关系式，还可以写出,(1.1-89),即E与H的数值之比为正实数，因此E与H同相位。综上所述，可以将一个沿z方向传播、电场矢量限于xOz平面的电磁场矢量关系，绘于图1-13。,图 1-16 平面光波的横波特性,2.平面光波的偏振特性 平面光波是横电磁波，其光场矢量的振动方向与光波传播方向垂直。一般情况下，在垂直平面光波传播方向的平面内，光场振动方向相对光传播方向
34、是不对称的，光波性质随光场振动方向的不同而发生变化。我们将这种光振动方向相对光传播方向不对称的性质，称为光波的偏振特性。它是横波区别于纵波的最明显标志。,1)光波的偏振态 根据空间任一点光电场E的矢量末端在不同时刻的轨迹不同，其偏振态可分为线偏振、圆偏振和椭圆偏振。设光波沿z方向传播，电场矢量为,(1.1-90),为表征该光波的偏振特性，可将其表示为沿x、y方向振动的两个独立分量的线性组合，即,(1.1-91),其中，,将上二式中的变量t消去，经过运算可得,(1.1-92),式中，j=jy-jx。这个二元二次方程在一般情况下表示的几何图形是椭圆，如图1-14所示。在(1.1-92)式中，相位差
35、j和振幅比Ey/Ex的不同，决定了椭圆形状和空间取向的不同，从而也就决定了光的不同偏振状态。图1-15画出了几种不同j值相应的椭圆偏振态。实际上，线偏振态和圆偏振态都可以被认为是椭圆偏振态的特殊情况。,图 1-14 椭圆偏振诸参量,图 1-15 不同j值相应的椭圆偏振,(1)线偏振光 当Ex、Ey二分量的相位差j=m(m=0,1,2，)时，椭圆退化为一条直线，称为线偏振光。此时有,(1.1-93),当m为零或偶数时，光振动方向在、象限内；当m为奇数时，光振动方向在、象限内。由于在同一时刻，线偏振光传播方向上各点的光矢量都在同一平面内，因此又叫做平面偏振光。通常将包含光矢量和传播方向的平面称为振
36、动面。,(2)圆偏振光 当Ex、Ey的振幅相等(E0 x=E0y=E0)，相位差j=m/2(m=1,3,5)时，椭圆方程退化为圆方程,该光称为圆偏振光。用复数形式表示时，有,(1.1-94),式中，正负号分别对应右旋和左旋圆偏振光。所谓右旋或左旋与观察的方向有关，通常规定逆着光传播的方向看，E为顺时针方向旋转时，称为右旋圆偏振光，反之，称为左旋圆偏振光。,(3)椭圆偏振光 在一般情况下，光场矢量在垂直传播方向的平面内大小和方向都改变，它的末端轨迹是由(1.1-92)式决定的椭圆，故称为椭圆偏振光。在某一时刻，传播方向上各点对应的光矢量末端分布在具有椭圆截面的螺线上(图1-16)。椭圆的长、短半
37、轴和取向与二分量Ex、Ey的振幅和相位差有关。其旋向取决于相位差j：当2mj(2m+1)时，为右旋椭圆偏振光；当(2m-1)j2m时，为左旋椭圆偏振光。,图1-16 椭圆偏振光,2)偏振态的表示法 由以上讨论可知，两个振动方向相互垂直的偏振光叠加时，通常将形成椭圆偏振光，其电场矢端轨迹的椭圆长、短轴之比及空间取向，随二线偏振光的振幅比E0y/E0 x及其相位差j变化，它们决定了该光的偏振态。下面，进一步讨论几种经常采用的偏振态表示法。(1)三角函数表示法 如前所述，两个振动方向相互垂直的线偏振光Ex和Ey叠加后，一般情况下将形成椭圆偏振光：,E0 x、E0y和j决定了该椭圆偏振光的特性，在实际
38、应用中，经常采用由长、短轴构成的新直角坐标系xOy的两个正交电场分量Ex和Ey描述偏振态，如图1-14所示。新旧坐标系之间电矢量的关系为,(1.1-95),式中，(0)是椭圆长轴与x轴间的夹角。设2a和2b分别为椭圆之长、短轴长度，则新坐标系中的椭圆参量方程为,(1.1-96),式中的正、负号相应于两种旋向的椭圆偏振光，=t-kz。令,(1.1-97),则已知E0 x、E0y和j，即可由下面的关系式求出相应的a、b和：,(1.1-98),(1.1-99),(2)琼斯矩阵表示法1941年，琼斯(Jones)利用一个列矩阵表示电矢量的x、y分量：,(1.1-100),这个矩阵通常称为琼斯矢量。这种
39、描述偏振光的方法是一种确定光波偏振态的简便方法。对于在、象限中的线偏振光，有jx=jy=j0，琼斯矢量为,(1.1-101),对于左旋、右旋圆偏振光，有jy-jx=/2，E0 x=E0y=E0，其琼斯矢量为,(1-102),考虑到光强I=E2x+E2y，有时将琼斯矢量的每一个分量除以，得到标准的归一化琼斯矢量。例如，x方向振动的线偏振光、y方向振动的线偏振光、45方向振动的线偏振光、振动方向与x轴与角的线偏振光、左旋圆偏振光、右旋圆偏振光的标准归一化琼斯矢量形式分别为：,如果两个偏振光满足如下关系，则称此二偏振光是正交偏振态：,(1.1-103),例如，x、y方向振动的二线偏振光、右旋圆偏振光
40、与左旋圆偏振光等均是互为正交的偏振光。利用琼斯矢量可以很方便地计算二偏振光的叠加：,亦可很方便地计算偏振光Ei通过几个偏振元件后的偏振态：,式中，为表示光学元件偏振特性的琼斯矩阵，可由光学手册查到。,(3)斯托克斯参量表示法 如前所述，为表征椭圆偏振，必须有三个独立的量，例如振幅Ex、Ey和相位差j，或者椭圆的长、短半轴a、b和表示椭圆取向的角。1852年斯托克斯(Stockes)提出用四个参量(斯托克斯参量)来描述一光波的强度和偏振态，在实用上更为方便。与琼斯矢量不同的是，这种表示法描述的光可以是完全偏振光；部分偏振光和完全非偏振光；可以是单色光，也可以是非单色光。可以证明，对于任意给定的光
41、波，这些参量都可由简单的实验加以测定。,一个平面单色光波的斯托克斯参量是：,(1.1-104),其中只有三个参量是独立的，因为它们之间存在下面的恒等式关系：,(1.1-105),参量s0显然正比于光波的强度，参量s1、s2和s3则与图1-14所示的表征椭圆取向的角(0jp)和表征椭圆率及椭圆转向的角(p/4cp/4)有如下关系：,(1.1-106),(4)邦加球表示法 邦加球是表示任一偏振态的图示法，是1892年由邦加(Poincare)提出的。邦加球在晶体光学中非常有用，可决定晶体对于所穿过光的偏振态的影响。邦加球是一个半径为s0的球，其上任意点P的直角坐标为s1、s2和s3，而2和2则是该
42、点的相应球面角坐标(图1-17)。一个平面单色波，当其强度给定时(s0=常数)，对于它的每一个可能的偏振态，上都有一点与之对应，反之亦然。由于线偏振光的相位差j是零或的整数倍，按(1.1-104)式，斯托克斯参量s3为零，所以各线偏振光分别由赤道面上的点代表。对于圆偏振光，因为E0 x=E0y，所以分别由南、北极两点代表左、右旋圆偏振光。,图 1-17单色波偏振态的邦加球表示法,1.2 光波在介质界面上的反射和折射,1.2.1 反射定律和折射定律 光由一种介质入射到另一种介质时，在界面上将产生反射和折射。现假设二介质为均匀、透明、各向同性介质，分界面为无穷大的平面，入射、反射和折射光均为平面光
43、波，其电场表示式为,l=i,r,t,(1.2-1),式中，脚标i,r,t分别代表入射光、反射光和折射光；r是界面上任意点的矢径，在图1-18 所示的坐标情况下，有,r=ix+jy,图 1-18 平面光波在界面上的反射和折射,根据电磁场的边界条件，可以得到如下关系：,(1.2-2),(1.2-3),(1.2-4),这些关系表明：入射光、反射光和折射光具有相同的频率；入射光、反射光和折射光均在入射面内，ki、kr和kt波矢关系如图1-19所示。,图 1-19 ki、kr、kt三波矢关系,进一步，根据图1-18所示的几何关系，可由(1.2-3)式和(1.2-4)式得到,(1.2-5),(1.2-6)
44、,又因为k=n/c，可将上二式改写为,这就是介质界面上的反射定律和折射定律，它们给出了反射光、折射光的方向。折射定律又称为斯涅耳(Snell)定律。,(1.2-7),(1.2-8),1.2.2 菲涅耳公式 1.s分量和p分量 通常把垂直于入射面振动的分量称做s分量，把平行于入射面振动的分量称做p分量。为讨论方便起见，规定s分量和p分量的正方向如图1-20 所示。,图 1-20 s分量和p分量的正方向,2.反射系数和透射系数假设介质中的电场矢量为,l=i,r,t,(1.2-9),其s分量和p分量表示式为,m=s,p,(1.2-10),则定义s分量、p分量的反射系数、透射系数分别为,(1.2-11
45、),(1.2-12),3.菲涅耳公式 假设界面上的入射光、反射光和折射光同相位，根据电磁场的边界条件及s分量、p分量的正方向规定，可得,(1.2-13),和,(1.2-14),利用，上式变为,(1.2-15),再利用折射定律，并由(1.2-13)式和(1.2-15)式消去Ets，经整理可得,将(1.2-10)式代入，利用(1.2-3)式关系，并根据反射系数定义，得到,(1.2-16),再由(1.2-13)式和(1.2-15)式消去Ers，经运算整理得,(1.2-17),将所得到的表示式(及相应的其他形式读者可以自己推导)写成一个方程组，就是著名的菲涅耳公式：,(1.2-18),(1.2-19)
46、,(1.2-20),(1.2-21),由于这些系数首先是由菲涅耳用弹性波理论得到的，所以又叫做菲涅耳系数。于是，如果已知界面两侧的折射率n1、n2和入射角1，就可由折射定律确定折射角2，进而可由上面的菲涅耳公式求出反射系数和透射系数。图1-21绘出了在n1n2(光由光疏介质射向光密介质)和n1n2(光由光密介质射向光疏介质)两种情况下，反射系数、透射系数随入射角1的变化曲线。,图 1-21 rs、rp、ts、tp随入射角1变化曲线,1.2.3 反射率和透射率 菲涅耳公式给出了入射光、反射光和折射光之间的场振幅和相位关系(有关相位关系在后面还将深入讨论)，现在，进一步讨论反映它们之间能量关系的反
47、射率和透射率。在讨论过程中，不计吸收、散射等能量损耗，因此，入射光能量在反射光和折射光中重新分配，而总能量保持不变。如图1-22所示，若有一个平面光波以入射角1斜入射到介质分界面，平面光波的强度为Ii，则每秒入射到界面上单位面积的能量为,Wi=Ii cos1,(1.2-22),图 1-22光束截面积在反射和折射时的变化(在分界面上光束截面积为1),考虑到光强表示式(1.1-19),上式可写成,(1.2-23),类似地，反射光和折射光的能量表示式为,(1.2-24),(1.2-25),由此可以得到反射率、透射率的表达式分别为,(1.2-26),(1.2-27),将菲涅耳公式代入，即可得到入射光中
48、s分量和p分量的反射率和透射率的表示式分别为,(1.2-28),(1.2-29),(1.2-30),(1.2-31),由上述关系式，显然有,综上所述，光在介质界面上的反射、透射特性由三个因素决定：入射光的偏振态，入射角，界面两侧介质的折射率。图1-23给出了按光学玻璃(n=1.52)和空气界面计算得到的反射率R随入射角1变化的关系曲线，可以看出：一般情况下，RsRp，即反射率与偏振状态有关。在小角度(正入射)和大角度(掠入射)情况下，RsRp。在正入射时，,(1.2-34),相应有,(1.2-35),在图1-23(a)中掠入射(190)时，RsRp1,图 1-23 R随入射角1的变化关系,当光
49、以某一特定角度1=B入射时，Rs和Rp相差最大，且Rp=0，在反射光中不存在p分量。此时，根据菲涅耳公式有B+2=90，即该入射角与相应的折射角互为余角。利用折射定律，可得该特定角度满足,(1.2-36),这个B角称为布儒斯特(Brewster)角。例如，当光由空气射向玻璃时，n1=1，n2=1.52，布儒斯特角B=5640。,反射率R随入射角1变化的趋势是：1B时，R数值小，由Rs=Rp=4.3%缓慢变化；1 B时，R随着1的增大急剧上升，到达Rs=Rp=1。但是，对于图1-23(b)所示的光由光密介质射向光疏介质(n1n2)和图1-23(a)所示的光由光疏介质射向光密介质(n1n2)两种不
50、同情况的反射规律有一个重大差别：当n1 n2时，存在一个临界角C，当1C时，光波发生全反射。由折射定律，相应于临界角时的折射角2=90，因此有,(1.2-37),例如，当光由玻璃射向空气时，临界角C=418。对于n1n2的情况，不存在全反射现象。,反射率与界面两侧介质的折射率有关。图1-24给出了在n1=1的情况下，光正入射介质时，介质反射率R随其折射率n的变化曲线。可以看出，在一定范围内，R与n几乎是线性关系，当n大到一定程度时，R的上升就变得很缓慢了。在实际工作中，一定要注意n对R的影响。例如，正入射时，普通玻璃(n=1.5)的反射率R4%，红宝石(n=1.769)的反射率为7.7%，而对
