光電子技術(shù)第二章第二節(jié)

光電子技術(shù)第二章第二節(jié)第一頁，共二十七頁，2022年，8月28日1.電介質(zhì)的特性2.2.2電介質(zhì)

電極化：形成宏觀束縛電荷的現(xiàn)象。電介質(zhì)：能產(chǎn)生電極化的物質(zhì)。介質(zhì)折射率與的關(guān)系不同，介質(zhì)就呈現(xiàn)不同的特性。極化強度：(1)線性特性

與是線性關(guān)系(2)均勻性與的關(guān)系與位置無關(guān)，在任何一處的極化率都是常數(shù)(3)各向同性與的關(guān)系與矢量的取向無關(guān)，與平行第二頁，共二十七頁，2022年，8月28日2電介質(zhì)的分類(1)簡單電介質(zhì)線性，均勻，各向同性，非色散。(2)非均勻介質(zhì)(3)各向異性介質(zhì)(4)非線性介質(zhì)

只是非均勻，與的關(guān)系與有關(guān)。不同處的極化率不同，折射率n不同。

與的方向不一致。與的關(guān)系與的取向有關(guān)。不同方向的極化率不同，折射率不同。這種介質(zhì)中某些方向容易極化些，另一些則較難極化。

與的關(guān)系不只與的一次項有關(guān)，也與它的高次項有關(guān)。第三頁，共二十七頁，2022年，8月28日2.2.3波動方程1.時域波動方程對于線性，均勻，各向同性的電介質(zhì)：磁場方程：對于非導(dǎo)電、無磁性介質(zhì)（大多數(shù)屬于該情況）：波動方程：電場方程：第四頁，共二十七頁，2022年，8月28日2.頻域波動方程在時諧條件下：應(yīng)用：對于高頻低電導(dǎo)無源材料，得到折射率表示為：

除鐵磁性介質(zhì)外，大多數(shù)介質(zhì)的磁性都很弱，可以認(rèn)為μr≈1。折射率也描述光在介質(zhì)中傳播的快慢，是表征介質(zhì)光學(xué)性質(zhì)的一個很重要的參量。

此式稱為麥克斯韋關(guān)系。對于一般介質(zhì)，εr或n都是頻率的函數(shù)，具體的函數(shù)關(guān)系取決于介質(zhì)的結(jié)構(gòu)。第五頁，共二十七頁，2022年，8月28日

為了描述電磁能量的傳播，引入能流密度——玻印亭矢量S，它定義為單位時間內(nèi)，通過垂直于傳播方向上的單位面積的能量，表達(dá)式為 2.2.4光波的能流密度

對于沿z方向傳播的平面光波，光場表示為：

E=exE0cos(ωt-kz),H=hyH0cos(ωt-kz)

式中的ex、hy是電場、磁場振動方向上的單位矢量。利用光波的能流密度S為

因為平面光波場有：S可寫為第六頁，共二十七頁，2022年，8月28日

平面光波的能量沿z方向以波動形式傳播。光的頻率很高，S的大小隨時間的變化很快。光探測器的響應(yīng)時間較慢，例如光電二極管僅為10-8~10-9s，遠(yuǎn)遠(yuǎn)跟不上光能量的瞬時變化，只能給出S的平均值。所以，在實際應(yīng)用中都利用能流密度的時間平均值〈S〉表征光電磁場的能量傳播，并稱〈S〉為光強，以I表示。假設(shè)光探測器的響應(yīng)時間為T，則：將S表達(dá)式代入，進行積分，可得：

由此可見，光強與電場強度振幅的平方成正比。通過測量光強，便可計算出光波電場的振幅E0。第七頁，共二十七頁，2022年，8月28日相應(yīng)的光電場強度振幅為這樣強的電場，能夠產(chǎn)生極高的溫度，足以將目標(biāo)燒毀。在有些應(yīng)用場合，由于只考慮某一種介質(zhì)中的光強，只關(guān)心光強的相對值，因而往往省略比例系數(shù)，把光強寫成：

I=〈E2〉=E20

如果考慮的是不同介質(zhì)中的光強，比例系數(shù)不能省略。例如，一束105W的激光，用透鏡聚焦到1×10-10m2的面積上，則在透鏡焦平面上的光強（功率密度）約為第八頁，共二十七頁，2022年，8月28日

根據(jù)光場解的形式的不同，光波可分類為平面光波，球面光波，柱面光波或高斯光束。2.3光波的表示光波的電磁表示

首先說明，光波中包含有電場矢量和磁場矢量，從波的傳播特性來看，它們處于同樣的地位，但是從光與介質(zhì)的相互作用來看，其作用不同。在通常應(yīng)用的情況下，磁場的作用遠(yuǎn)比電場弱，甚至不起作用。實驗證明，使照相底片感光的是電場，不是磁場；對人眼視網(wǎng)膜起作用的也是電場，不是磁場。因此，通常把光波中的電場矢量E稱為光矢量，把電場E的振動稱為光振動，在討論光的波動特性時，只考慮電場矢量E即可。第九頁，共二十七頁，2022年，8月28日(1)單色平面光波的三角函數(shù)表示

可以采取不同的具體函數(shù)表示。最簡單、最普遍采用的是三角函數(shù)形式，即

E=Acos(ωt-kz)+Bsin(ωt+kz)若只計沿+z方向傳播的平面光波，其電場表示式為1.平面光波或者：第十頁，共二十七頁，2022年，8月28日

為便于運算，經(jīng)常把平面簡諧光波的波函數(shù)寫成復(fù)數(shù)形式。例如

采用這種形式，可以用簡單的指數(shù)運算代替比較繁雜的三角函數(shù)運算。要確定光強，只需將復(fù)數(shù)形式的場乘以它的共軛復(fù)數(shù)即可：(2)單色平面光波的復(fù)數(shù)表示

任意描述真實存在的物理量的參量都應(yīng)當(dāng)是實數(shù)，采用復(fù)數(shù)形式只是數(shù)學(xué)上運算方便的需要。對復(fù)數(shù)形式的量進行線性運算，只有取實部后才有物理意義。此外，由于對復(fù)數(shù)函數(shù)exp［-i(ωt-kz)］與exp［i(ωt-kz)］兩種形式取實部得到相同的函數(shù)，因而對于平面簡諧光波，采用exp［-i(ωt-kz)］和exp［i(ωt-kz)］兩種形式完全等效。因此，可以采取其中任意一種形式。第十一頁，共二十七頁，2022年，8月28日

一個各向同性的點光源，它向外發(fā)射的光波是球面光波，等相位面是以點光源為中心、隨著距離的增大而逐漸擴展的同心球面。由于球面光波的球?qū)ΨQ性，其波動方程僅與r有關(guān)，與坐標(biāo)θ、φ無關(guān)，因而球面光波的振幅只隨距離r變化。若忽略場的矢量性，可將波動方程表示為：2.球面光波球面光波示意圖如果觀察點遠(yuǎn)離光源，且在小范圍內(nèi)，球面波可視為平面波。第十二頁，共二十七頁，2022年，8月28日

一個各向同性的無限長線光源，向外發(fā)射的波是柱面光波，其等相位面是以線光源為中心軸、隨著距離的增大而逐漸擴展的同軸圓柱面，如圖所示。3.柱面光波柱面光波示意圖

當(dāng)r較大(遠(yuǎn)大于波長)時，其單色柱面光波場解的表示式為可以看出，柱面光波的振幅與成反比。式中的A是離開線光源單位距離處光波的振幅值。第十三頁，共二十七頁，2022年，8月28日2.3.2高斯光束

高斯光束是一種非均勻波，在許多方面類似于平面波。但是它的強度分布不均勻，主要集中在傳播軸附近。它的等相面是彎曲的，等相面上的光場振幅分布是非均勻的高斯分布。大部分激光器輸出是高斯光束。高斯光束的特點(旁軸情況下)：(1)一種非均勻高斯球面波(2)傳播過程中曲率中心不斷改變(3)振幅分布在橫截面內(nèi)為高斯分布(4)強度集中在軸線及其附近(5)等相面保持球面1.特點及表達(dá)式表達(dá)式第十四頁，共二十七頁，2022年，8月28日式中，E0為常數(shù)，其余符號的意義為：

由激光器的結(jié)構(gòu)和參數(shù)所決定，已知

，就可以求出所有其它參數(shù)。這里，w0為基模高斯光束的束腰半徑；

為高斯光束的共焦參數(shù)或瑞利長度；R(z)為與傳播軸線相交于z點的高斯光束等相位面的曲率半徑；w(z)為與傳播軸線相交于z點的高斯光束等相位面上的光斑半徑。第十五頁，共二十七頁，2022年，8月28日圖2-28高斯光束的擴展第十六頁，共二十七頁，2022年，8月28日2.基模高斯光束基本特征：光強與光功率任何位置的光強都是徑向距離的高斯函數(shù)，在軸上光強最大，隨著離軸距離的增加，光強按指數(shù)規(guī)律下降。在處，光強下降到軸上的。軸上的光強隨著z的增加而減小，即第十七頁，共二十七頁，2022年，8月28日（2）光束半徑與發(fā)散角：光束半徑：由中心振幅值下降到1/e點所對應(yīng)的寬度，定義為光斑半徑：

可見，基模高斯光束的光斑半徑隨著坐標(biāo)z按雙曲線的規(guī)律擴展，光斑半徑最小處稱為光腰。第十八頁，共二十七頁，2022年，8月28日光束半徑

發(fā)散角：基模高斯光束既非平面波，又非均勻球面波，它的發(fā)散度采用遠(yuǎn)場發(fā)散角表征。遠(yuǎn)場發(fā)散角定義為z→∞時，強度為中心的1/e2點所夾角的全寬度，即發(fā)散角第十九頁，共二十七頁，2022年，8月28日（3）基模高斯光束場的相位與波前半徑

高斯光束的等相位面近似為以R(z)為半徑的球面，R(z)隨z的變化規(guī)律為

當(dāng)z=0時，R(z)→∞，表明束腰所在處的等相位面為平面；當(dāng)z→±∞時，|R(z)|≈z→∞，表明離束腰無限遠(yuǎn)處的等相位面亦為平面；

顯然，高斯光束的發(fā)散角由束腰半徑w0決定。采用透鏡對光束聚焦，可以得到較小的光斑，但發(fā)散角相應(yīng)增大。綜上所述，基模高斯光束在其傳播軸線附近可以看作是一種非均勻的球面波，其等相位面是曲率中心不斷變化的球面，振幅和強度在橫截面內(nèi)保持高斯分布。第二十頁，共二十七頁，2022年，8月28日單色光波：頻率為ω的單色平面光波

復(fù)色光波：指某光波由若干單色光波組合而成，或者說它包含有多種頻率成分，它在時間上是有限的波列。復(fù)色波的電場是所含各個單色光波電場的疊加，即2.4復(fù)色光波的時域頻率譜傳播速度2.4.1復(fù)色光波的頻率譜1.復(fù)色光波的表示2.復(fù)色光波的頻率譜光波場在時間域內(nèi)的變化E(t)可以表示為如下形式：嚴(yán)格的單色光波不存在，所能得到的各種光波均為復(fù)色波。第二十一頁，共二十七頁，2022年，8月28日

可將exp(-i2πνt)視為頻率為ν的單位振幅簡諧振蕩。這樣，上式可理解為：一個隨時間變化的光波場振動E(t)，可以視為許多單頻成分簡諧振蕩的疊加。

一般情況下E(ν)為復(fù)數(shù)，它就是ν頻率分量的復(fù)振幅，可表示為|E(ν)|為光場振幅的大?。籮(ν)為相位角。因而，|E(ν)|2表征了ν頻率分量的功率，稱|E(ν)|2為光波場的功率譜。

各成分相應(yīng)的振幅E(ν)稱為E(t)的頻譜分布，或簡稱頻譜，并且按下式計算：第二十二頁，共二十七頁，2022年，8月28日(1)無限長時間的等幅振蕩其表達(dá)式為式中，E0、ν0為常數(shù)，且E0可以取復(fù)數(shù)值。它的頻譜為

該式表明，等幅振蕩光場對應(yīng)的頻譜只含有一個頻率成分ν0，稱其為理想單色振動。其功率譜為|E(ν)|2，如圖所示。等幅振蕩及其頻譜圖第二十三頁，共二十七頁，2022年，8月28日(2)持續(xù)有限時間的等幅振蕩功率譜：

光場頻譜的主要部分集中在從υ1到υ2的頻率范圍之內(nèi)，ν0是振蕩的表觀頻率，或稱為中心頻率。

定義最靠近ν0的兩個強度為零的點所對應(yīng)的頻率ν2和ν1之差的一半為這個有限正弦波的頻譜寬度振蕩持續(xù)的時間越長，頻譜寬度愈窄。

圖有限正弦波及其頻譜圖第二十四頁，共二十七頁，2022年，8月28日(3)衰減振蕩相應(yīng)的E(ν)為功率譜為

衰減振蕩也可視為無限多個振幅不同、頻率連續(xù)變化的簡諧振蕩的疊加，ν0為其中心頻率。這時，把最大強度一半所對應(yīng)的兩個頻率υ2和υ2之差Δν，定義為這個衰減振蕩的頻譜寬度。第二十五頁，共二十七頁，2022年，8月28日圖衰減振蕩及其頻譜圖強調(diào)指出，在上面的有限正弦振蕩和衰減振蕩中，盡管表達(dá)式中含有exp(-i2πν0t)的因子，但E(t)已不再是單頻振蕩了。換言之，我們只能說這種振蕩的表觀頻率為ν0，而不能簡單地說振蕩頻率為ν0

。只有以某一頻率作無限長時