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第4章 晶体光学及元器件

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晶体光学器件

晶体光学器件

6 光的双折射与光调制
6.2 晶体光学器件
6.2.2 相位延迟器件——波片
(1) 单轴晶体中o光与e光的相位差
单轴晶片：单轴晶体平行于光轴切割并加工而成的一块表面平行的薄晶片
平面偏振光在单轴晶片表面的分解： 设晶片的光轴c沿表面竖直方向，则进入晶体的o（e ）光分量的振动
方向垂直于（平行于）光轴——沿水平方向（竖直方向）。两个偏振分量 同向传播，在空间上不分开，但相位延迟不同。
6.2 晶体光学器件
6.2.2 相位延迟器件——波片
(5) 全波片（1l片）
定义：厚度正比于波长整数倍的平行平面单轴晶片，即
，j=0, 1, 2, 3, ··· (6.2-13)
透过1l片的o光和o光的相位差：
最小厚度：
，j=0, 1, 2, 3, ···
(6.2-14) (6.2-15)
最小相位差： （正号对应负单轴晶体，负号对应正单轴晶体）
于入射面，两棱镜斜边之间以空气间隔代替加拿大树胶，棱镜角大于o
光（但小于e光）临界角（a=38.5o，ico=37.5o，ice=42.6o），既可使紫外
光透过（透光波段230nm～5000nm），又可使o光和e光的临界角减小， 从而使棱镜的长宽比减小。
38.5o c
c 38.5o
c
吸光涂层 (a)
c e
c
o
图6.1-6 格兰-汤普森棱镜（负晶体）
6 光的双折射与光调制
6.2 晶体光学器件
(4) 二向色性偏振片
6.2.1 起偏与检偏器件
晶体的二向色性：某些单轴晶体（电气石、硫酸碘奎宁等）对o光和e光强 烈的选择吸收特性
二向色性偏振片：根据晶体二向色性原理制成的偏振片。能够将入射光中 的o光分量全部吸收，而e光分量全部透过，从而使透射 光变为偏振面平行于晶体光轴的平面偏振光。

第4章光的偏振与晶体光学器件

第4章光的偏振与晶体光学器件

第4章 光的偏振与晶体光学器件本章内容4.1 从自然光获得线偏振光4.2 晶体的双折射4.3 晶体光学器件4.4 椭圆偏振光和圆偏振4.5 偏振光和偏振器件的矩阵表示4.6 偏振光的干涉及其应用4.7 旋光zy振动面ZE∙∙∙∙2、线偏振光X3、圆椭圆偏振光和椭圆偏振光光矢量方向不变，其大小随位相变化光矢量大小不变，其方向绕传播方向均匀转动，且矢量末端轨迹为圆4、椭圆偏振光光矢量在垂直于光的传播方向的平面内，光矢量大小和方向都在有规律地变化，且矢量末端轨迹为椭圆5、部分偏振光彼此无固定相位关系、振动方向任意、不同方向上振幅不同的大量光振动的组合不同的大量光振动的组合,,称部分偏振光，它介于自然光与线偏振光之间。

部分偏振光两垂直方向光振动之间无固定的相位差。

部分偏振光在垂直于光传播方向的平面内沿各方向振动的光矢量都有，但振幅不对称，在某一方向振动较强，而与它垂直的方向上振动较弱。

二、从自然光获得线偏振光的方法利用反射与折射利用二向色性利用晶体的双折射利用散射布儒斯特窗激光器的激光器的布儒斯特窗为解决这个矛盾，让光通过由多片玻璃叠合而成的片堆，入射角等于布儒斯特角，经过多次的反射和折射，既能获得较高的偏振度，光的强度也比较大。

玻璃片堆玻璃片堆——————偏振分光镜偏振分光镜只用一片玻璃的缺点：以布儒斯特角入射时，反射光虽为线偏振光，但强度太小（以布儒斯特角入射时，反射光虽为线偏振光，但强度太小（≈≈7%7%））透射光的强度虽大，但偏振度太小PI θθPPIθ时，I一般情况下主平面不重合109oo71一般情形下，o主平面和e主平面是不重合的．但若入射面与晶体的主截面重合时，则o光和e光都在这个平面内，即o主平面、e主平面与晶体主截面三者重合为一．o光和e光的电矢量方向互相垂直。

在实际上，都有意选择入射面与晶体主截面重合，以便所研究的双折射现象大为简化．Ce光O光光线透过该厚度为光线透过该厚度为dd 的晶体后， O 光、光、ee 光的光程差为：0()e n n d=-D 出射光沿同方向传播，具有相互垂直的偏振方向，但传播速度不相同，我们认为产生了折射现象。

第4章 晶体光学及元器件资料

第4章 晶体光学及元器件资料
在各向同性介质或立方晶体中，主介电系数
ε 1 = ε 2=ε
程为：
3
，主折射率n1=n2=n3=n0，折射率椭球方
2 1 2 3 2 0
x x x n
2 1
这就是说，各向同性介质或立方晶体的折射率椭球是 一个半径为n0的球。不论k在什么方向，垂直于k的中 心截面与球的交线均是半径为n0的圆，不存在特定的 长、短轴，因而光学性质是各向同性的。
第 4章
光在各向异性介质中的 传输特性
主要内容 一、晶体的介电张量 二、几类特殊晶体及其特点 三、单轴晶体中的o光与e光 四、折射率椭球（光率体） 五、光在晶体界面上的双反射和双折射 六、晶体光学元器件
1
2
一、晶体的介电张量
1.
把一个矢量与一个或者多个矢量以等式的形式关联 起来，等式的关联系数（即关联因子；下同）就 是张量。 例如，矢量p与矢量q有关，则其一般关系应为：

Di 0 ij E j

i, j=1, 2, 3
即电位移矢量D的每个分量均与电场矢量E的各个分量线性 相关。在一般情况下，D与E 又由光的电磁理论，晶体的介电张量 是一个对称张 量，因此它有六个独立分量。 经主轴变换后的介电张量是 对角张量，只有三个非零的对角分量，为：
1 0 0 0 2 0 0 0 3
6
ε
1
,ε 2,ε 3 称为主介电系数。由麦克斯韦关系
式：
n r

还可以相应地定义三个主折射率n1,
n 2, n 3。
7
二、几类特殊晶体及其特点
(1).
各向同性介质或立方晶体的主介电系数
ε =ε =ε =n 2
12

第4章_晶体光学C

第4章_晶体光学C

4.9 电光效应4.9.1 泡克尔(Pockels)效应和克尔(Kerr)效应1. 电光效应二次电光效应( Kerr 效应):因外加电场使介质的光学性质（折射率）发生变化的效应。

2bE n =Δ线性电光效应( Pockels 效应)：aE n =Δ其中：a 为线性电光系数其中：b 为二次电光系数...)(20++=−=ΔbE aE n E n n 若晶体具有对称中心，则无一次电光效应4.9.2电光张量4.9.2 电光张量可以通过晶体的折射率椭球的大小、形状和取向的变化，来描述外电场对晶体光学特性的影响：1323222121=++εεεx x x 逆介电张量：ijij εβ1=(主轴坐标系下，无外电场)1=j i ij x x β外电场作用下：1230322022101=++x x x βββ4.9.2 电光张量可以表示折射率椭球的大小、形状和取向的变化，将其外电场E 为函数展开：ij βΔ...0++=−′=Δq p ijpq k ijk ij ij ij E E h E γβββ--Pockels 表述方法其中：是三阶张量，线性电光系数；是四阶张量，二阶电光系数；ijk γijpq h 线性电光效应：kijk ij E γβ=Δij ij εβ1=是二阶对称张量：1222133132232112233322222111=+++++x x x x x x x x x ββββββ外电场作用下4.9.2 电光张量ij β是二阶对称张量：与未加外电场的情况下比较可得：⎪⎪⎪⎪⎭⎪⎪⎪⎪⎬⎫=Δ=Δ=Δ−=Δ−=Δ−=Δ121231322323033333022222011111βββββββββββββββ654321123223332211ββββββββββββ二重下标简化为单个下标ji ij ββ=jikijk γγ=ijk γ的独立分量从27个减少到18个jij i E γβ=Δ4.9.2 电光张量⎥⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎢⎣⎡⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎣⎡=⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎣⎡ΔΔΔΔΔΔ321632661532551432441332331232221131211654321 E E E γγγγγγγγγγγγγγγγγγββββββ是6 x 3的矩阵，有18个独立分量，当晶体具有不同的对称性时，独立分量数目还要减少。

《晶体光学》课件2

《晶体光学》课件2

随着信息科学技术的快速发展，晶体光学与信息科学的交叉研究也越来越受到关注。例如，利用晶体光学原理，可以实现高速、高精度、高稳定性的光学信息处理和传输，为未来的通信和计算技术提供新的解决方案。
晶体光学在生物医学领域也有着广泛的应用前景。例如，利用晶体光学原理可以研究生物组织的结构和功能，为医学诊断和治疗提供新的手段。同时，晶体光学也可以用于药物研发和生物成像等领域，为生物医学研究提供新的工具和思路。
晶体光学在制造各种光学仪器中发挥着重要作用，如棱镜、透镜等。
晶体光学材料可作为激光介质，用于制造各种激光器。
在光纤通信领域，晶体材料可用于制造光波导等关键器件。
光学仪器制造
激光技术
通信技术
早在文艺复兴时期，科学家们就开始研究晶体的光学性质。
19世纪，费迪南德·布律内尔的研究为晶体光学的发展奠定了基础。
加强与其他学科领域的交叉融合，推动晶体光学在新型材料、光子器件、光电子学等领域的应用研究，促进相关领域的发展。
加强国际合作与交流，引进国外先进的理论和技术，提高我国晶体光学研究的整体水平。
谢谢您的聆听
THANKS
光学通信技术是现代通信领域的重要发展方向，而晶体光学在其中扮演着重要的角色。例如，利用晶体光学的原理可以实现光信号的调制、解调、滤波等功能，提高通信系统的传输速度和稳定性。
晶体光学理论为光学通信技术的发展提供了重要的理论支持，促进了通信技术的不断创新和进步。
生物医学成像技术是医学领域的重要应用，如常见的X射线、CT、MRI等技术，都需要利用晶体光学原理来实现图像的获取和解析。
晶体光学理论在生物医学成像技术的发展中发挥了重要作用，为医学诊断和治疗提供了更加准确和可靠的工具。
晶体光学的研究进展与未来展望

物理光学-第4章

物理光学-第4章

4-2 单色平面光波在晶体中的传播特性


运用菲涅耳波法线方程可以解决以下几个问题。
′′ n ′, n） (1)已知—晶体ε i 给定和波法线方向可求n（
由：菲涅耳波法线方程：
l k21 1 1 − n 2 ε1

+
l k22 1 1 − n2 ε 2
+
l k23 1 1 − n2 ε3
=0
由菲涅耳波法线方程 解出 n′ , n′′值代入下式即可求出两组 ' '' 相应的比值 E1′ : E2 : E3' 和E1'' : E2 : E3'' 从而定出E的方向，从而定出分别对 应的D方向。


4-2 单色平面光波在晶体中的传播特性

因为一般晶体中三个主折射率不完全相等，导致D和E在一般情况下不平行，使 得光能流方向(光线方向) 与光波法线方向一般不重合，即光能不沿波法线方向而 是沿光线方向传播，等相面前进的方向（法线方向）既然与光能传播方向（光线 方向）不同，其对应的速度—相速度 v p 与光线速度v r也就不同，两者在方向上有 一夹角为α（D，E间夹角）大小关系如下：
[
]
[
]
]
− l k21 E1 − l k1l k 2 E 2 − l k1l k 3 E3
4-2 单色平面光波在晶体中的传播特性

(3)可求出两方向之间的一般关系。
Di =
ε o l ki ( l k ⋅ E )
1
εi
−
1 n2
′ D2 ′′ + D3 ′ D3 ′′ D ′ ⋅ D ′′ = D1′D1′′ + D2 ε l ( l ⋅ E ) ε l ( l ⋅ E ′′ ) ε l ( l ⋅ E ′ ) ε l ( l ⋅ E ′′ ) ε l (l ⋅ E ′) ε l (l ⋅ E ′′) o kz k o k3 k + o k2 k o k1 k + o k3 k ⋅ o k2 k 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 1 − 1 − 2 − − − − 2 ε ε 1 n′′ 2 ε 2 n′′ 2 ε 3 (n ′′) 2 1 n′ ε 2 n′ ε 3 n′

4.1-4.2晶体光学基础

4.1-4.2晶体光学基础
Dy y 0 E y Dx x 0 E x Dz z 0 E z
x , y , z 称为晶体的主介电常数 一般说来 x y z这就是双轴晶体。 若其中两个相等但与另一个不相等 x y z 此即为单轴晶体。 单轴晶体具有轴对称性，这时的对称轴 （z轴）即是光轴。

各向同性晶体
x y z

2.菲涅耳方程及其解的意义： 2 2 2 K 0y K 0x K 0z 0 1 1 1 1 1 1 2 2 2 n rx n ry n rz
菲涅尔方程 它给出了单色平面波在晶体中传播时，光 波折射率n与光波法线方向K0之间所满足的 关系。
第4章： 光在各向异性介质中的传 输特性
§4－1晶体的双折射
当一束单色光在各向异性晶体的界面折射时，
一般可以产生两束折射光，这种现象称为双 折射。双折射现象比较显著的是方解石 （CaCO3）. 实验现象：取一块冰洲石（方解石的一种） 放在一张有字的纸上，我们将看到双重的像， 且冰洲石内的两个像浮起的高度是不同的， （此是光的折射引起的，折射率越大，像浮 起的高度越大）。 这表明，光在这种晶体内成了两束，它们的 折射程度不同。此为双折射。
晶体内的前一条折射光线叫做寻常光（o光，
来源为ordinary），另一条折射光线叫做非常光 （e光，来源为extraordinary）。
e光
O光
偏振片
注：所谓的o光和e光，只在双折射晶体的内部
才有意义，射出晶体以后，就无所谓o光和e光 了。
二、晶体的光轴：



冰洲石中存在着一个特殊的方向，光线沿这个方 向传播时o光和e光不分开（即它们的传播速度和 传播方向都一样），这个特殊方向称为晶体的光 轴。 注：晶体的光轴并不是经过晶体的某一条特定的 直线，而是一个方向。在晶体内的每一点都可以 作出一条光轴来。 单轴晶体：只有一个光轴方向的晶体：方解石、 石英及KDP（磷酸二氢钾） 双轴晶体：有二个光轴方向的晶体，云母，石膏， 蓝宝石等。

《晶体光学》课件

《晶体光学》课件

晶体光学的基本原理
光的波动理论
光在晶体中传播时，由于晶体的特殊 结构，光的电场和磁场分量会受到不 同的影响，从而产生折射、反射、衍 射等现象。
光的量子理论
光与物质相互作用时，光子与晶体中 的电子相互作用，产生光电效应、光 磁效应等量子现象。
晶体光学的应用领域
光学仪器设计
激光技术
晶体光学原理被广泛应用于各种光学仪器 和设备的设计与制造，如眼镜、望远镜、 显微镜等。
《晶体光学》课件
目录
• 晶体光学概述 • 晶体光学基础知识 • 晶体光学现象 • 晶体光学实验技术 • 晶体光学发展前沿与展望
01
晶体光学概述
晶体光学的定义与重要性
01
晶体光学是一门研究晶体对光的 传播、折射、反射、衍射等特性 的学科，是光学领域的重要分支 。
02
晶体光学在科技、工业、医学等 领域具有广泛的应用，对于推动 科学技术进步和人类社会的发展 具有重要意义。
新型晶体材料在光学器件、激光器、传感器等领域有着广泛的应用，如利用拓 扑晶体制作新型光子器件，提高光子操控能力；利用钙钛矿晶体制作高效太阳 能电池，实现清洁能源的高效转化。
晶体光学与其他领域的交叉研究
晶体光学与量子信息
量子信息领域的发展为晶体光学提供 了新的研究思路和方法，如利用量子 纠缠和量子干涉等量子效应，实现更 高效的光子操控和信息传输。
光学显微镜
用于观察晶体光学现象和特征 ，是晶体光学实验的基本设备
。
偏光棱镜
用于产生偏振光，是晶体光学 实验中常用的光学元件。
干涉显微镜
用于观察干涉现象和测量晶体 光率体，是研究晶体光学性质
的重要工具。
其他附件
如光源、快门、滤色片等，用 于调节和控制实验中的光线。

第04章 正交偏光镜下的晶体光学性质

第04章 正交偏光镜下的晶体光学性质
至
转动载物台使 矿片达消光位 (图4-13B)， 即光率体长短 椭圆半径方向 与十字丝平行， 再记下载物台 刻度数值。两 数值之差即为 矿物的消光角。
光 消
B
三、消光角的测定（3）
再转动载物台45°， 使光率体椭圆半径 与十字丝成45°夹 角，插入补色器， 根据干涉色的升降 情况，确定所测光 率体半径的名称(图 4-13C、D)。若是平 行光轴面的切片， 则长短半径分别为 Ng和Np，若不是平 行光轴面的切片， 则长短半径分别为 N g ′和N p ′。
二、常用补色器－石英楔
平行石英光轴方向磨成一个从薄至厚的楔 形石英片，用树胶粘在两块玻璃片之间 而成。光程差为0～1650nm左右，插入 石英楔从薄至厚依次产生一级至三级的 干涉色。石英楔长边为Ng方向。
第六节、正交偏光镜下主要光 学性质的观察与测定方法
晶体的消光、 消光位和消光 类型，测定消 光角的大小， 观察矿物的干 涉色并测定矿 物干涉色的级 序，观察双晶， 测定矿物的延 性正负等。
一、非均质体矿片上光率体椭 圆半径方向及名称的测定
1、将欲测矿片置视域 中心，转动载物台使 矿片消光(消光位)(图 4-11A)，此时矿片上 光率体椭圆半径方向 必定平行上、下偏光 镜振动方向AA、 PP(即目镜十字丝方 向)。
A
P
P
A
消光与旋转
2、再转动载物台 45°，矿片干涉 色最亮，此时矿 片上光率体椭圆 半径与目镜十字 丝成45°夹角(图 4-11B)。
A K2 P P K1 R=2n 2
) +1 2 (2n R=
K2 P P K1 A P K2' 1
K2 P K1
A
P
P
P K2 K1

晶体的光学元件

晶体的光学元件

B A C
D
1) 格兰—汤普森棱镜 当一束自然光垂直射入棱镜时，o 光和 e 光均无偏 折地射向胶合面，在 BC 面上，入射角 i 等于棱镜 底角。
B
D i C

A
1) 格兰—汤普森棱镜 选择胶合剂的折射率n 介于 no 和 ne 之间。方解石是负 单轴晶体，ne＜no，所以 o 光在胶合面上相当于从光 密介质射向光疏介质。
光振动垂直板面
光振动平行板面
5.4.1 偏振器 (Polarizer)
根据偏振器的工作原理不同，可以分为双折射型、反 射型、吸收型和散射型偏振器。在光电子技术中，广
泛地采用双折射型偏振器。
输入自然光
输出偏振光
5.4.1 偏振器 (Polarizer)
由晶体双折射特性的讨论己知，一块晶体本身就是
一个偏振器，从晶体中射出的两束光都是线偏振光。
B
D i

C
A
(4) 抗损伤能力 一般来说，抗损伤能力对于连续激光约为 l0 w/cm2， 对于脉冲激光约为 104w/cm2。
B
D
i
A C
(4) 抗损伤能力 为了提高偏振棱镜的抗损伤能力，可以把格兰—汤普 森棱镜的胶合层改为空气层，制成如图所示的格兰— 傅科棱镜。这种棱镜的底角 应满足
1 1 arcsin arcsin (114) ne no
称入射光束锥角的限制范围2δm为偏振棱镜的有效孔
径角。有效孔径角的大小与棱镜材料、结构、使用波
段和胶合剂的折射率诸因素有关。
B 2 1
D

A

C
(2) 孔径角
例如, 由方解石晶体制成的格兰—汤普森棱镜, 对于 =0.5893m 的黄光来说, no=1.6584,ne=1.4864，加拿 大树胶的折射率n=1.55。可以计算得到，在方解石一 树胶界面上的 o 光临界角约为690。

第4章光的偏振与晶体光学器件

第4章光的偏振与晶体光学器件

第4章 光的偏振与晶体光学器件本章内容4.1 从自然光获得线偏振光4.2 晶体的双折射4.3 晶体光学器件4.4 椭圆偏振光和圆偏振4.5 偏振光和偏振器件的矩阵表示4.6 偏振光的干涉及其应用4.7 旋光zy振动面ZE∙∙∙∙2、线偏振光X3、圆椭圆偏振光和椭圆偏振光光矢量方向不变，其大小随位相变化光矢量大小不变，其方向绕传播方向均匀转动，且矢量末端轨迹为圆4、椭圆偏振光光矢量在垂直于光的传播方向的平面内，光矢量大小和方向都在有规律地变化，且矢量末端轨迹为椭圆5、部分偏振光彼此无固定相位关系、振动方向任意、不同方向上振幅不同的大量光振动的组合不同的大量光振动的组合,,称部分偏振光，它介于自然光与线偏振光之间。

部分偏振光两垂直方向光振动之间无固定的相位差。

部分偏振光在垂直于光传播方向的平面内沿各方向振动的光矢量都有，但振幅不对称，在某一方向振动较强，而与它垂直的方向上振动较弱。

二、从自然光获得线偏振光的方法利用反射与折射利用二向色性利用晶体的双折射利用散射布儒斯特窗激光器的激光器的布儒斯特窗为解决这个矛盾，让光通过由多片玻璃叠合而成的片堆，入射角等于布儒斯特角，经过多次的反射和折射，既能获得较高的偏振度，光的强度也比较大。

玻璃片堆玻璃片堆——————偏振分光镜偏振分光镜只用一片玻璃的缺点：以布儒斯特角入射时，反射光虽为线偏振光，但强度太小（以布儒斯特角入射时，反射光虽为线偏振光，但强度太小（≈≈7%7%））透射光的强度虽大，但偏振度太小PI θθPPIθ时，I一般情况下主平面不重合109oo71一般情形下，o主平面和e主平面是不重合的．但若入射面与晶体的主截面重合时，则o光和e光都在这个平面内，即o主平面、e主平面与晶体主截面三者重合为一．o光和e光的电矢量方向互相垂直。

在实际上，都有意选择入射面与晶体主截面重合，以便所研究的双折射现象大为简化．Ce光O光光线透过该厚度为光线透过该厚度为dd 的晶体后， O 光、光、ee 光的光程差为：0()e n n d=-D 出射光沿同方向传播，具有相互垂直的偏振方向，但传播速度不相同，我们认为产生了折射现象。

第4章 正交偏光下的晶体光学性质

第4章 正交偏光下的晶体光学性质
晶体光学
Optical Crystallograpgy
第四章 正交偏光下的 晶体光学性质
正交偏光镜下观察的光学性质
在正交偏光镜装臵下，可以观 察矿物的晶体光学性质包 括: 单 偏 光
1）消光、消光位
2）矿物的干涉色, 测定矿物干 涉色的级序 3) 补色法则的应用 4) 光率体切面半径方向和名 称测定 5) 消光类型和消光角的测定 6) 矿物延性测定等。
如何判断具体某个矿物切面的干涉色级序呢？ 感觉？经验？准确的方法？
让我们看一下干涉色在实际薄片中是如何表现的:
pl ol pl
pl 如果同种矿物的每一颗看上去都不 同，那么我们又如何知道、如何鉴 ol pl ol 定??
ol
pl
ol
ol
pl
注意同种矿物有着不同的干涉色 – why??
同种矿物的不同颗粒有着不同的定向


干涉现象分析：过上偏光后的偏光汇聚
透过AA后的2束偏光K1′与 K2′特征为: 1) K1′与K2′是由同一种偏光 经过2次分解而形成的, 因此其频率相同 2) K1′与K2′光程差固定 3) K1′与K2′在同一平面内振 动(//AA) 因此, K1′与K2′是相干波,会发生干涉现象,并且取决于光程 差R
干涉现象分析：过上偏光镜时的再分解


-->上偏光镜— >k1'(//AA) + k1"(//PP) + k2'(//AA) + k2"(//PP) -->k1'(//AA) + k2'(//AA) 结论：k1' (//AA)+k2' (//AA) 两种偏光能通过上偏光镜 干涉现象发生的前提：四 次消光切面不处于消光位 的时侯， 即光率体椭圆的 半径与PP、AA斜交！

光学元器件材料的研究研制和表征

光学元器件材料的研究研制和表征

光学元器件材料的研究研制和表征第一章：引言光学元器件材料是用于制造光学元器件的材料，是光学技术和应用领域的重要组成部分。

随着科技的不断发展，光学元器件在现代科技中发挥着越来越重要的作用。

因此，对光学元器件材料的研究研制和表征显得非常必要。

本文将对光学元器件材料的研究研制和表征进行深入阐述。

第二章：光学元器件材料的种类光学元器件材料种类丰富多样。

从物理性质上来看，可以将其分为各种单晶、玻璃、非晶体及有机高分子材料等不同类型。

2.1 单晶材料单晶材料具有优越的光学性能，是高质量光学元器件材料的重要来源。

常用的单晶材料有：KTP、KDP、BBO、LiNbO3等。

2.2 玻璃材料玻璃材料是制造光学元器件中最广泛使用的材料。

普通玻璃透光谱范围有限，但偏振玻璃、滤光玻璃、荧光玻璃等特殊玻璃却具有各种独特的性质和广泛的应用。

常用的玻璃材料有：石英玻璃、钡玻璃、硼硅玻璃、锂玻璃等。

2.3 非晶体材料非晶体材料是一种没有结晶体系的均质无定形材料。

它具有很高的透明度和光学均匀性，常常被用作高性能光学元器件的材料。

常用的非晶体材料有:硅氧烷（SiO2）等。

2.4 有机高分子材料有机高分子材料是具有特定成分及结构单位的聚合物材料，这种材料的应用广泛，是光学元器件的主要材料之一。

常用的有机高分子材料有：聚酰亚胺、聚碳酸酯、聚酯等。

第三章：光学元器件材料的研究研制3.1 常用制备方法研制光学元器件材料的方法有很多种，根据所研究材料的性质和需要，可以选择不同的方法。

3.1.1 CVD法化学气相沉积法（CVD）是一种将气体、蒸气或离子化合物在化学反应中沉积形成固体材料的技术，是目前研究光学元器件材料的主要制备方法之一。

3.1.2 蒸发法蒸发法是一种将材料按一定比例混合后，溶入高纯溶剂中，使之溶解，在高真空条件下，采用热蒸发，使材料在基片表面沉积，制备薄膜的方法。

3.1.3 溶胶-凝胶法溶胶-凝胶法（Sol-Gel Process）是一种将化学物质在液体相中形成凝胶，并通过干燥及热处理等工艺制备固体材料的方法。

物理光学课程主要内容

物理光学课程主要内容
介电常数 是表征介质电学特性的参量。
在各向同性介质中，电位移矢量 D 与电场矢量 E 满足
关系：
= 0r 是标量， D 与 E 的方向相同，即 D 的每个分量只 与 E 的相应分量线性相关。
可表示为矩阵形式 ：
p1 T11 T12 T13 q1 p T T T q 2 21 22 23 2 q T T T 3 p3 31 32 33
二阶张量有九个分量，每个分量都与一对坐标(按一定
其中的关联因子就是张量。
张量就是使一个矢量（或者标量）与另一个及多个 其它矢量（或者张量）相关联的物理量，张量又称为并矢。
例如，矢量
p 与矢量 q 有关，则其一般关系应为：
式中， T 是关联 p 和 q 的二阶张量。
p T q
在直角坐标系 O - x1x2x3 中， p T q
第4章 光在各向异性介质中的传播
4.1 晶体的光学各向异性 4.2 理想单色平面光波在晶体中的传播 4.3 平面光波在晶体表面上的反射与折射 4.4 晶体光学元器件
4.1 晶体的光学各向异性
4.1.1 张量的基础知识
4.1.2 晶体的介电张量
4.1.1 张量的基础知识 1. 张量的概念
2. 张量的变换
T11 T12 T13 例如一对称张量: T12 T22 T23 T13 T23 T33
经主轴变换
' ' ' T11 T1 , T22 T2 , T33 T3 ' ' ' ' ' ' T12 T21 T13 T31 T23 T32 0,

光学设计第04章 光学材料

光学设计第04章 光学材料

第四章 光学材料光学材料包含光学玻璃、工程塑料、天然晶体、人工晶体，以及若干种金属，如锆、银、金、镍、锗、铍及其若干金属和非金属氧化物。

作为光学材料，必须满足一些基本要求，如要具有良好的机械性能和化学稳定性，可加工性，具有均匀的折射率分布等。

用作镜头的光学材料，最重要的性能是折射率和透过率，这两个物理量都随波长变化，是波长的函数。

折射率随波长的变化称为色散。

影响光学材料透过率的主要因素有界面的反射损失和材料的吸收损失。

对反射用的光学材料而言，反射率是最重要的指标。

光学镀膜是在光学元件（透镜、棱镜、反射镜等）表面镀上单层或多层金属或非金属薄膜以改善光学性能，例如：增透膜，反射膜，半反半透膜，以及其它特殊用途的膜层。

§1.透射光学材料的特性一．光能的反射和吸收损失根据菲涅尔公式，光由普通介质材料表面反射的系数为：⎥⎦⎤⎢⎣⎡+-++-=)(tan )(tan )(sin )(sin 21/2/2/2/2I I I I I I I I R 式中I 和/I 是入射角和折射角。

当光垂直入射时：2/2/)()(n n n n R +-=式中：n 和/n 透镜表面前后介质的折射率。

对于透镜来说，表面的反射是一种光能损失。

对于由k 个表面组成的光学系统，不计材料的吸收损失时，其透过率为：kkt R T 11)1(=-=在光学系统中，胶合面两边介质的折射率差通常小于0.3，因此，反射损失通常小于%5.0，可以忽略不计。

光经过光学材料时，光能量难免不被吸收，光经过厚度为x mm 的光学材料，如果只计吸收，其透过率为axxet K -==2式中：a 为材料的吸收系数如果把光学材料表面的反射损失和材料内部的吸收损失均考虑在内，则光学系统的透过率是其表面透过率和材料内部透过率的乘积：axk xket t t K T T -⋅=⋅==1211上面只是适用于各反射面的反射率相同的情况。

对于空气中的单透镜来说，两个反射面（折射面）的反射率以及透过率不同，则透过率为212211R R K K T T T -=如果忽略材料的内部吸收（1=K ），则单透镜： 21211R R T T T -=二． 折射率光学材料的折射率是光学材料的另一个重要的指标参数，它是波长的函数，如图4－1所示。

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x
1
2 1

x
2
2 2

x
3
2 3
1
或
14
这是一个在归一化D空 间中的椭球，它的三个 主轴方向就是介电主轴 方向，它就是在主轴坐 标系中的折射率椭球 （光率体）方程。对于 任一特定的晶体，折射 率椭球由其光学性质 （主介电常数或主折射 率）唯一地确定。
15

讨论
①.各向同性介质或立方晶体
在方解石—树胶界面上的o光临界角约为 69°。因此，棱镜 的底角θ 应大于 69°。若选θ =71.5°，则由tanθ =AC/AB 可定出棱镜的长度比为 3∶1，有效孔径角约为 7°；若选 θ =81°，则棱镜的长宽比为 6.31∶1，有效孔径角接近
40°。显然，增大有效孔径角，将要求其棱镜长宽比增大，
16
②.

单轴晶体
在单轴晶体中，ε1=ε2≠ε3，或n1=n2=no， n3=ne≠no，因此折射率椭球方程为：
x n

2 1 2 o
x n
2 2 2 o
x n
2 3 2 e
1
显然这是一个旋转椭球面，旋转轴为x3轴。若 ne>no称为正单轴晶体(如石英晶体)，折射率椭球 是沿着x3轴拉长了的旋转椭球；若ne< no，称为负 单轴晶体(如方解石晶体)，折射率椭球是沿着x3轴 压扁了的旋转椭球。
24
由晶体双折射特性的讨论已知，一块晶体本
身就是一个偏振器，从晶体中射出的两束光都
是线偏振光。但是，由于由晶体射出的两束光
通常靠得很近，不便于分离应用，所以实际的
双折射偏振器，或者是利用两束偏振光折射的
差别，使其中一束在偏振器内发生全反射 ( 或 散射 ) ，而让另一束光顺利通过；或者利用某 些各向异性介质的二向色性，吸收掉一束线偏 振光，而使另一束线偏振光顺利通过。
10
11
三、单轴晶体中的o光与e光


在单轴晶体中，有两种特许偏振光波（本征模式）。
第一种：折射率与光的传播方向无关，与之相应的光波称为 寻常光波，简称o光。

第二种：折射率与光的传播方向有关，随角度θ 变化，相应 的光波称为异常光波（非常光波），简称e光。
这两种光波的E矢量（和D矢量）彼此垂直。对于o光，E矢量 和D矢量总是平行，并且垂直于波法线k与光轴所确定的平面。 对于e光，其折射率随k矢量的方向改变；E矢量与D矢量一般 不平行，并且都在波法线k与光轴所确定的平面内，它们与 光轴的夹角随着k的方向改变。
ε =ε =ε =n 2
1 2 3 0
在各向同性介质或立方晶体中，沿任意方向传 播的光波折射率都等于主折射率n0，或者说， 光波折射率与传播方向无关。
8
(2).单轴晶体
单轴晶体的主介电系数为：
2 2 2 1 2 no , 3 ne no
在这种晶体中存在着一个特殊方向，当波矢K与 该方向一致时，光的传播特性如同在各向同性 介质中一样，该方向叫做光轴，所以晶体称为 单轴晶体。
实际上，一个标量可以看作是一个零阶张量，一个矢量可以看
作是一个一阶张量。从分量的标记方法看，标量无下标，矢
量有一个下标，二阶张量有两个下标，三阶张量有三个下标。
因此，下标的数目等于张量的阶数。
4
晶体的介电张量 由电磁场理论已知，介电常数ε是表征介 质电学特性的参量。在各向同性介质中，电 位移矢量D与电场矢量E满足如下关系： 2.
1 0 0 0 2 0 0 0 3
6
ε
1
,ε 2,ε 3 称为主介电系数。由麦克斯韦关系
式：
n r

还可以相应地定义三个主折射率n1,
n 2, n 3。
7
二、几类特殊晶体及其特点
(1).各向同性介质或立方晶体
各向同性介质或立方晶体的主介电系数
17
③.双轴晶体
a.双轴晶体中的光轴 对于双轴晶体，介电张量的三个主介电系数不 相等，即ε1≠ε2≠ε3，因而n1≠n2≠n3，所以折射率椭 球方程为：

x x x 1 n n n

2 1 2 1
2 2 2 2
2 3 2 3
若约定n1<n2<n3，则折射率椭球与x1Ox3平面的 交线是椭圆(图4 - 15)，它的方程为：
p T q
3
中，上式可表示为矩阵形式 ：
式中， 是关联p和q的二阶张量。在直角坐标系O-x1x2x3 T
T T T p 11 12 13 q1 1 p T T T q 2 21 22 23 2 q T T T 3 p3 31 32 33

Di 0 ij E j

i, j=1, 2, 3
即电位移矢量D的每个分量均与电场矢量E的各个分量线性 相关。在一般情况下，D与E的方向不相同。 又由光的电磁理论，晶体的介电张量 是一个对称张 量，因此它有六个独立分量。 经主轴变换后的介电张量是 对角张量，只有三个非零的对角分量，为：
26
格兰—汤普森棱镜
光轴
单色自 然光 方解石

e
线偏振光
加拿大 树胶
o
涂黑
格兰—汤普森棱镜
27
1.55
1.486
1.486

e•

•
• •
e •
•
• • •
加拿大 树胶
28
1.55

1.658
o

全反射 加拿大树胶
29
图 4 - 36 格兰—汤普森棱镜 (a) 立体图； (b) 顶视图
33
图 4-38 渥拉斯顿棱镜
34
渥拉斯顿棱镜
方解石
加拿大 树胶
钠光自 然光
e • • • • • •o
e • •
o

• •
1.486
e o
• • o 1.685
•
•
e 1.55 1.55

1.658
35

1.458
正入射的平行光束在第一块棱镜内垂直光轴传播，o光 和e光以不同的相速度同向传播。它们进入第二块棱镜时， 因光轴方向旋转90°，使得第一块棱镜中的o光变为e光，且 由于方解石为负单轴晶体(ne<no)，将远离界面法线偏折； 第一块晶体中的e光，现在变为o光，靠近法线偏折。这两束 光在射出棱镜时，将再偏折一次。这样，它们对称地分开一 个角度，此角的大小与棱镜的材料及底角θ 有关。 对于方解石棱镜，Φ 角一般为10°～40°。例如，当 θ =45°时，Φ ≈20°40′。偏振棱镜的主要特性参量是：通 光面积、孔径角、消光比、抗损伤能力。
角，致使不能发生全反射，而部分地透过棱镜；对于光束 2 中的e光，在BC面上的入射角可能大于临界角，使e光在胶合 面上发生全反射，这将降低出射光的偏振度。
37
例如，由方解石晶体制成的格兰—汤普森棱镜，对于 λ =0.5893μ m的黄光来说,其主折射率no=1.6584,
ne=1.，

在此，介电常数ε=ε0εr是标量，电位移矢 量D与电场矢量E的方向相同，即D矢量的每 个分量只与E矢量的相应分量线性相关。对 于各向异性介质(例如晶体)，D和E间的关系 为:
D 0 r E
D 0 r E
5

介电常数
0 r 是二阶张量。其分量形式为：

x n
2 1 2 1
x n
2 3 2 3
1
18
五、光在晶体界面上的双反射和双折射
众所周知，一束单色光入射到各向同性介质的界面 上时，将分别产生一束反射光和一束折射光，并且 遵从熟知的反射定律和折射定律。人们在实验中发 现，一束单色光从空气入射到晶体表面(例如方解 石晶体)上时，会产生两束同频率的折射光(图426)，这就是双折射现象；当一束单色光从晶体内 部(例如方解石晶体)射向界面上时，会产生两束同 频率的反射光(图 4-27)， 这就是双反射现象。并 且，在界面上所产生的两束折射光或两束反射光都 是线偏振光，它们的振动方向相互垂直。显然，这 种双折射和双反射现象都是晶体中光学各向异性特 19 性的直接结果。
30
格兰—汤普森棱镜输出偏振光的原理如下：当一束自然 光垂直射入棱镜时，o光和e光均无偏折地射向胶合面，在BC 面上, 入射角i等于棱镜底角θ 。制作棱镜时，选择胶合剂 (例如加拿大树胶)的折射率n介于no和ne之间，并且尽量和
ne接近。 因为方解石是负单轴晶体，ne <no，所以o光在胶
合面上相当于从光密介质射向光疏介质，当i>arcsin(n/no)
在各向同性介质或立方晶体中，主介电系数
ε 1 = ε 2=ε
程为：
3
，主折射率n1=n2=n3=n0，折射率椭球方
2 1 2 3 2 0
x x x n
2 1
这就是说，各向同性介质或立方晶体的折射率椭球是 一个半径为n0的球。不论k在什么方向，垂直于k的中 心截面与球的交线均是半径为n0的圆，不存在特定的 长、短轴，因而光学性质是各向同性的。
其中，ne>no的晶体，称为正单轴晶体；ne < 时，称为负单轴晶体。
no
9
(3).双轴晶体
双轴晶体的三个主介电系数都不相等，即 ε 1≠ε 2≠ε 3, 因而n1≠n2≠n3。通常主介电 系数按ε 1<ε 2<ε 3取值。这类晶体之所以叫 双轴晶体，是因为它有两个光轴，当光沿该 二光轴方向传播时，其相应的二特许线偏振 光波的传播速度(或折射率)相等。
25
1. 偏振棱镜
偏振棱镜是利用晶体的双折射特性制成的偏振器，它通