о
о
U
X
рдяиат (ось it-рой совпадает с гл. направлениями) распадается на два кнадрапгых ур-ния
nl niUnJ R. - 0; ≈*--(- ≈≈*. - 1.
I т /. i «J
п~
В таких кристаллах в каждом направлении могут распространиться дно волны: обыкновенная с показателем преломления ??fll пе зависящим от направления (откуда и название), и необыкновенная с показателем преломле-
ния «^, зависящим от угла наклона 0 вектора волновой
if
нормали Л' к осп симметрии высшего порядка l/rie= = sin20/e ц -[- cosa0/f | . В направлении О≈ О показатели
преломления обеих волн совпадают, и в кристалле, как и в изотропном толе, распространяется одна волка; такое направление наа. оптической осью, а кристаллы гексагональной, тригона.чьной и тетрагональной сипгошш -∙ о д н о о с н ы м н. Поляризация волны, распространяющейся в направлении оптич. оси, может быть произвольной.
Разность показателей преломления воли с одним н тем же направлением волнового вектора, если считать
гл. двупреломление у ъ , ≈ \ t ц = »(, ≈ пе малым, определяется приближенной формулой п* ≈ >г$=(пе ≈ «0)sin2 6.
Направление колебаний в обыкновенной волне перпендикулярно плоскости, содержащей оптич. ось и
волновой вектор (плоскости гл. сечения). Направление колебаний в необыкновенной волне лежит в плоскости гл. сечения. Вектор потока энергии обыкновенной волны совпадает по направлению с вектором вол-
ПОЛО Ж И-о т р и ц а-
Рис. 2. Сечгт-пн> пот-волновых вентороп одноосных
тфистпллои, ноной нормали, а необыкновенной волны≈ лежит
в плоскости гл. сечения» Поверхпость волновых нормалей в одноосных кристаллах распадается на две поверхности: сферу для обыкновенной волны и эллипсоид вращения для необыкновенной. Обе поверхности касаются друг друга в двух точках, лежащих на оптич. оси.
Если л(|<и,, (i?0> Г0), кристаллы паз, тельным ит если гс(>> ns (vu<ve) тельным и (рис. 2).
Часть поверхности волновых нормалей для триклин-пых, моноклинных и ромбических кристаллов представлена на рис. 3. Поверхность образована двумя оболочками, касающимися между собой в четыр╦х точках (в точке О и соответствующих точках в др. квадрантах), и обладает центром симметрии. В двух направлениях (наз. оптическими осями или бинормалям и), идущих через начало координат и эти точки, показатели ∙преломлений' га0 и пе совпадают и дву-преломление отсутствует. Кристаллы этих тр╦х пин-тих синтоний наз. д в у-
о с н ы м и. Оптич. оси двуосных кристаллов перпендикулярны круговым сечениям оптич. индикатрисы, к-рая представляет собой тр╦хосный эллипсоид. Угол v между оптич. осями находится по ф-ле
О
РИС. 3. ПОНОрХГШСТЬ БОЛЖ1-
вых вектором днуосных нрис-та.ч.юн.
tff -v --- У e*(Sj, ≈е^/е*^≈вр)
t4 ∙» (пРинято считать вх<£у<е2). Аналитически разность 51* показателей преломления двух волн по направлению,
к-рос составляет с оптич. осями углы ляется выражением
1__ J_ = f: * * е.
и ф2, опреде-
п
п"'
X
≈ ≈≈ j sin (f)j sin ф2-
Т. к. гл. значения диэлектрич. проницаемости меняются в зависимости от частоты (длипы волны), то меняются и направления гл. осей, а следовательно и угол между ними, Это явление наз. дисперсией оптических осой, характерно для моноклинных и три-клиппых кристаллов, особенно в ИК-областн спектра.
При преломлении света на границе с кристаллом в нем возникают две преломл╦нные волны, для каждой из к-рых выполняется обычный закон преломления, требующий непрерывности тангенциальной составляющей лектора волновой нормали Nt. Волновые нормали обеих преломл╦нных волн лежат в плоскости падения, а оба преломл╦нных луча {направления потока энергии) могут выходить из плоскости падения. Для кристаллов также существует угол падения света, при к-ром отраж╦нный свет полностью поляризован (Врюстера угол}^ однако, в отличие от изотропных тел, направление распространения отраж╦нного света не обязательно перпендикулярно волновым нормалям или лучам кристалла.
Угол поворота плоскости поляризации линейно поляризованной волны при отражении от кристаллов зависит от азимута направления колебаний падающей вол-мы более сложным образом, чем для изотропных сред,
При прохождении света через кристаллич. пластинку на выходе образуются два когерентных световых колебания с нек-рой разностью фаз 6≈ 2яДЫ/Х (Ли. ≈ разность показателей преломления, d ≈ толщина пластинки, X ≈ длина волны), поляризованные в двух взаимно перпендикулярных направлениях {наа. гл. направлениями кристаллич. пластинки). Волна на выходе оказывается эллиптически поляризованной, при* ч╦м эллипс поляризации пов╦рнут на нек-рый угол относительно гл. направлений.
В К, при изучении поляризации света часто эллиптическое световое колебание с параметрами р и. у изо-
Рис. 4. Построение на сфере Пуанкаре.
бражается точкой на сфере Пуанкаре (рис. 4) с координатами: 2у ≈ широта и 2р ≈ долгота (р ≈ угол ориентации большой полуоси эллипса колебаний относительно выбранного направления Ox, a tg у ≈ отношение полуосей Ь/а). Точкам на экваторе (7=0) соответствуют линейно поляризованные волны (Ь/а≈ 0); точкам полюсов (у==Ьл/2) ≈ циркулярно поляризованные волны с противоположным направлением обхода. С помощью сферы Пуанкаре решается задача об изменении характера поляризации света, прошедшего через кристаллич. пластинку, создающую разность фаз Д, когда гл. направление пластинки составляет с выбранным направлением Ох угол ф. Новая точка на сфере Пуанкаре, изображающая поляризацию вышедшего светат получается из исходной (изображающей поляризацию падающего) пут╦м поворота сферы на угол Д вокруг оси, лежащей в экваториальной плоскости на долготе 2ф. Если с помощью выходного' поляризатора (анализатора) выделить составляющие колебания обеих волн, прошедших через кристаллич. пластинку по одному направлению, то они будут интерферировать. Интенсивность света в зависимости от взаимной ориентации входного поляризатора, пластинки, анализатора описывается ф-лой
I =-- /о (cos2 (ее - р) ≈ sin 2a sin 2P sin2 (6/2)],
где /0 ≈ интенсивность падающего на пластинку света, ос и р ≈ углы между направлением колебаний, пропускаемых поляризатором и анализатором, с гл. направ-
