Введение в оптическую физику

6.2. Материальные уравнения для анизотропных сред

характеризующихся упорядоченным периодическим расположением элементарных ячеек. Различные направления в элементарной ячейке, даже состоящей из одинаковых атомов, неравноправны. Приложение к среде, даже изначально изотропной, внешних полей (см. рис. 6.1), приводит к наведенной анизотропии.

В анизотропной среде связь между векторами, которые являются тензорами

первого ранга, дается тензорами второго ранга: вместо диэлектрической проницаемости ε вводится тензор диэлектрической проницаемости eˆ , вместо магнитной проницаемости μ – тензор магнитной проницаемости μˆ и вместо проводимости σ - тензор проводимости σˆ . В краткой записи материальные

уравнения, характеризующие линейную зависимость одного вектора от другого и

Развернутая форма этих уравнений может быть легко записана с учетом того, что векторам (тензорам первого ранга) соответствуют матрицы-столбцы

Материальные тензоры второго ранга выражаются квадратными матрицами:

82

j =1

Опуская далее знак суммирования, воспользуемся правилом Эйнштейна: если в одном и том же члене индекс суммирования повторяется дважды, то автоматически подразумевается суммирование по этому индексу от 1 до 3. Таким образом, вместо

(6.11) будем пользоваться его кратким вариантом записи:

Отметим, что рассматриваемые нами тензоры второго ранга εˆ , μˆ и σˆ

симметричны, то есть для их недиагональных компонент выполняются соотношения

6.3. Симметричные тензоры второго ранга в различных средах

Симметричные тензоры второго ранга имеют в общем случае шесть независимых компонент – 3 диагональных и 3 недиагональных. Однако, когда среда обладает симметрией, число независимых компонент уменьшается.

К оптически изотропным средам относятся аморфные материалы (стекла,

жидкости, полимеры и др.) и кристаллы кубической системы (Si, Ge, GaAs, Bi12TiO20, Bi12SiO20 и др.), характеризующиеся наличием четырех осей симметрии третьего порядка. В таких средах имеется только одна независимая компонента тензора второго ранга, и он имеет одинаковый вид при любом выборе координатных осей. Например,

для тензора диэлектрической проницаемости получаем

симметричный тензор второго ранга. Нетрудно видеть, что в оптически изотропной среде можно пользоваться обычными материальными уравнениями ( D = εE и др.).

К одноосным относятся кристаллы тригональной (имеют одну основную ось симметрии третьего порядка), тетрагональной (имеют одну основную ось симметрии четвертого порядка) и гексагональной (имеют одну основную ось симметрии шестого порядка) систем. В этих кристаллах принято ось z декартовой кристаллофизической системы координат совмещать с указанными осями симметрии и называть ее

оптической осью. Тензор диэлектрической проницаемости в этом случае не зависит от

выбора осей x и y и имеет вид:

где ε и ε имеют смысл диэлектрических проницаемостей для компонент поля,

направленных перпендикулярно и параллельно оптической оси, соответственно.

Кристаллы ромбической, моноклинной и триклинной систем относятся к группе

двуосных, то есть имеющих две оптические оси. У кристаллов ромбической системы есть более одной оси второго порядка или более одной плоскости симметрии. Все оси кристаллофизической системы координат кристаллов ромбической системы направлены по осям симметрии второго порядка или по нормалям к плоскостям симметрии. Тензор диэлектрической проницаемости здесь является диагональным

и характеризуется тремя независимыми компонентами. Кристаллы моноклинной системы имеют лишь одну ось симметрии второго порядка, или одну плоскость симметрии, или и ось, и плоскость. В кристаллографической системе координат с осью y, направленной по оси второго порядка или по нормали к плоскости симметрии,

тензор диэлектрической проницаемости имеет вид

требуя для описания диэлектрических свойств знания четырех независимых компонент.

Кристаллы триклинной системы не имеют ни осей, ни плоскостей симметрии, и

симметричные тензоры второго ранга, характеризующие их физические свойства,

имеют все шесть независимых компонент.

Ограничимся далее анализом распространения световых волн в немагнитных средах, для которых тензор магнитной проницаемости имеет вид mij = m0dij .

6.4. Тензор диэлектрической восприимчивости

Как известно, вектор электрической индукции диэлектрической среды

где вектор электрической поляризации P , равный сумме дипольных моментов,

приходящихся на единицу объема диэлектрика, линейно связан с вектором напряженности приложенного поля:

Компоненты тензора диэлектрической восприимчивости среды cˆ , как можно видеть из

формул (6.5), (6.19) и (6.20), связаны с компонентами тензора диэлектрической проницаемости соотношением

(рис. 6.2).

D

Ρ

ε0 Ε

Рис. 6.2.

85

Линейная связь векторов индукции с соответствующими векторами напряженности, а также векторов плотности тока проводимости и электрической поляризации с напряженностью электрического поля, определяемая соотношениями

(6.5)–(6.7) и (6.20), является частным случаем, относящимся к линейной

электродинамике и средам без дисперсии. Однако тензоры εˆ , μˆ и σˆ могут быть функциями координат и времени благодаря низкочастотным полям, приложенным к веществу. Обычно предполагается, что возмущения компонент тензоров, вызванные внешними полями, существенно меньше значений компонент этих тензоров, отличных от нуля в невозмущенной среде. Например, для компонент тензора диэлектрической проницаемости в оптически изотропных средах, одноосных кристаллах и двуосных кристаллах ромбической системы должны выполняться неравенства Δεij ε11 , ε22 , ε33 .

Эти возмущения являются медленными во времени, так что выполняется условие

Ω ω ( Ω − частота внешнего поля, ω − частота световой волны), и в пространстве,

когда Λ λ ( Λ − пространственный период вариаций εˆ , μˆ и σˆ , λ − длина световой волны).

6.5. Материальные уравнения с учетом временной дисперсии

диэлектрической проницаемости

немагнитную среду. При высоких частотах внешнего излучения, действующего на вещество, поляризация вещества Ρ не успевает мгновенно отслеживать изменение

моменты времени. В линейном приближении наиболее общий вид зависимости между

86

зависимость от времени дается как exp (iωt ) . Для таких полей связь между D и Ε

Таким образом, для периодических полей может быть введено понятие о диэлектрической проницаемости, как о коэффициенте пропорциональности между D и

Ε , причем этот коэффициент зависит не только от свойств среды, но и от частоты

Физически комплексная часть диэлектрической проницаемости соответствует потерям в среде, т.е. затуханию волн при их распространении. При использовании комплексной

диэлектрической проницаемости ε (ω) отпадает необходимость во введении

ε′(ω) и ε′′(ω) связаны соотношениями Крамерса– Кронига:

где интеграл от полюсного выражения понимается в смысле его главного значения.

6.6. Пространственная дисперсия

Наряду с частотной дисперсией, в диэлектриках может проявляться и

пространственная дисперсия – значение электрической индукции D (r ) зависит от значений электрической напряженности не только в данной точке r , но и от её значений в некоторой области пространства вокруг точки r , Ε(r¢) . Такая связь D и

Ε называется нелокальной и в общем случае может быть представлена в виде:

fik (w, r - r¢) = fki (w, r¢ - r ) .

Свойства симметрии для компонент тензораeik выражаются соотношениями

обычных диэлектрических сред это есть разложение по степеням a / λ , где a – атомные

88

размеры (для кристаллов – размер элементарной ячейки), поэтому оно справедливо при a / λ 1. Отвечающая проницаемости (6.36) связь между D и Ε в

монохроматическом поле имеет вид

Из второго условия симметрии в (6.35) получаем

третьего ранга (тензор Леви-Чивита). Компонент этого тензора δ123 = 1, а компоненты,

( δ213 = δ321 = δ132 = −1). При четном количестве перестановок имеем δ231 = δ312 = δ123 = 1.

Физический смысл материального уравнения для среды с пространственной дисперсией диэлектрической проницаемости (6.37) состоит в том, что Di (r )

определяется как полем Εk (r ) в данной точке, так и полем вблизи этой точки (то есть его градиентом, при слабом изменении). Второй член в правой части (6.37)

характеризует вклад нелокальной составляющей вектора поляризации в вектор электрической индукции среды, в то время как первый член описывает локальную часть – электрическую индукцию в данной точке пространства, определяемую напряженностью поля в той же самой точке.

89

6.7. Световые волны в прозрачных немагнитных кристаллах

6.7.1. Волновое уравнение

Рассмотрим распространение плоских монохроматических электромагнитных волн с векторами поля

в немагнитной ( mij = m0dij ) и непроводящей среде ( sij = 0 ). Волновой вектор плоской волны представим в виде

замедление фазовой скорости v относительно скорости света в вакууме ( n = c / v ), и m

Воспользуемся далее материальным уравнением вида (6.5), с использованием тензора

В этом случае, с учетом соотношений (6.42) для волнового вектора, волновое

Выражая компоненты вектора напряженности электрического поля в среде,

из (6.50) получаем следующую однородную систему алгебраических уравнений для

пространственной дисперсии компоненты тензора относительной диэлектрической проницаемости, с использованием соотношений (6.26), (6.29), (6.36) и (6.40) могут быть представлены в виде

Система уравнений (6.52) позволяет найти показатели преломления и векторы поляризации световых волн, которые могут распространяться в среде с данной диэлектрической проницаемостью. Рассмотрим далее волны в важнейших типах

прозрачных сред.

6.7.2. Световые волны в оптически неактивных изотропных средах

В оптически неактивных изотропных средах (кубических кристаллах и аморфных материалах) тензоры eˆ и σˆ являются диагональными и имеют по одной независимой компоненте

среды.