Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Исследование оптических кристаллов в сходящихся пучках излучения 10
1.1. Уравнения Максвелла. Уравнения связи 10
1.2. Коноскопический метод исследования кристаллов 12
1.3. Поляризационные измерения 17
1.4. Оптические фазовые пластинки 23
1.5. Нетрадиционное описание оптических пучков излучения 26
1.6. Теории явления оптической активности 27
Выводы 29
ГЛАВА 2. Особенности коноскопического метода применительно к одноосным оптическим кристаллам 30
2.1. Световые пучки, прошедшие через плоскопараллельную кристаллическую пластинку 30
2.2. Характерные особенности оптической системы для создания коноскопических картин больших размеров 34
2.3. Влияние углового распределения интенсивности излучения на коноскопическую картину кристалла 37
2.4. Распределение интенсивности излучения в коноскопической картине кристалла 40
2.5. Особенности формирования «мальтийского креста» 46
2.6. Одновременное наблюдение двух коноскопических картин 53
Выводы 56
ГЛАВА 3. Коноскопические картины одноосных оптических кристаллов и поляризационные измерения 57
3.1. Определение оптического знака кристалла 57
3.2. Наблюдение коноскопических картин с циркулярно и эллиптически поляризованным излучением 63
3.3. Изменение форм поляризации пучков излучения 67
3.4. Устройство для преобразования форм поляризации излучения 77
3.5. Поляризационная неустойчивость коноскопических картин оптических кристаллов 90
3.6. Сравнительный анализ поляризационных свойств кристаллических пластинок с различным расположением оптической оси 92
Выводы 97
ГЛАВА 4. Коноскопические картины оптически активных кристаллов 98
4.1. Дисперсия оптической активности в модели связанных осцилляторов 98
4.2. Волны гирации в оптических кристаллах 104
4.3. Определение угловой апертурной характеристики оптической активности кристалла 108
4.4. Способ определения направления вращения плоскости поляризации излучения по спиралевидной структуре в коноскопических картинах оптически активных кристаллов 110
4.5. Особенности коноскопических картин кристаллических пластинок разной толщины 113
4.6. Коноскопические картины оптических кварцевых линз 118
Выводы 125
Заключение 126
Литература 128
- Нетрадиционное описание оптических пучков излучения
- Влияние углового распределения интенсивности излучения на коноскопическую картину кристалла
- Наблюдение коноскопических картин с циркулярно и эллиптически поляризованным излучением
- Способ определения направления вращения плоскости поляризации излучения по спиралевидной структуре в коноскопических картинах оптически активных кристаллов
Введение к работе
Получение информации об оптических свойствах кристаллов с помощью интерференционного (коноскопического) метода привлекает многих исследователей в течение довольно продолжительного времени возможностью получения многообразия оптических параметров и характеристик.
Вместе с тем, небольшой масштаб коноскопической картины, наблюдаемой в поляризационном микроскопе, малый размер кристаллов, узкое поле зрения, связанное с небольшой угловой апертурой светового пучка, ограничивают возможности использования коноскопического метода.
В настоящей работе показана возможность наблюдения коноскопических картин большого масштаба на примере кристаллов ниобата лития (LiNb03), DKDP (KD2PO4), парателлурита (ТеСЬ), иодата лития (LiI03), кварца (SiC^), приводящая к расширению функциональных возможностей коноскопического метода, что позволяет: применять коноскопический метод к исследованию оптических свойств оптически активных кристаллов, изменяя форму поляризации излучения и используя в этом методе циркулярно и эллиптически поляризованное излучение; исследовать влияние углового распределения интенсивности используемых световых пучков на коноскопическую картину; определять условия возникновения двойного «мальтийского креста»; возможность наблюдения двойных коноскопических картин и определения оптического знака кристалла; использовать возможность нетрадиционного задания всех форм поляризации излучения; исследовать интерференционные явления в системе из нескольких оптических элементов, в том числе с оптическими кварцевыми линзами.
Следует отметить, что изменение формы поляризации падающего на оптический кристалл излучения приводит к весьма необычным коноскопическим картинам, открывающим новые возможности их практического применения в
5 различных оптических устройствах. Кроме того, коноскопические картины, получаемые с различной поляризацией излучения, могут служить для визуализации форм поляризации излучения.
В связи с вышеизложенным экспериментальные и теоретические исследования, выполненные автором, являются актуальными.
Цель работы заключается в выявлении особенностей формирования коноскопических картин при исследовании одноосных кристаллов в сходящемся излучении. Для достижения поставленной цели необходимо было решить следующие задачи:
Разработать и создать экспериментальные установки для исследования коноскопических картин с различной поляризацией падающего излучения и для измерения интенсивности излучения, прошедшего через поляризационную систему (поляризатор - фазовая пластинка — кристалл - анализатор) при наклонном падении излучения.
Проанализировать изменение форм поляризации пучков излучения с использованием фазовых пластинок с различным расположением оптической оси.
Выявить влияние углового распределения интенсивности линейно поляризованного излучения на коноскопическую картину кристалла.
Исследовать особенности формирования «мальтийского креста» в коноскопических картинах неактивных и оптически активных кристаллов при произвольном расположении поляризатора и анализатора.
Исследовать спиралевидную структуру в коноскопических картинах оптически активных кристаллов с циркулярно поляризованным излучением.
Исследовать коноскопические картины оптических кристаллов с эллиптически поляризованным излучением.
Проанализировать особенности коноскопических картин оптически активных кристаллических пластинок разной толщины.
Рассмотреть коноскопические картины оптических кварцевых линз и интерференционные явления в системе нескольких кристаллических пластинок при различном расположении поляризатора и анализатора.
В результате проведения теоретических и экспериментальных исследований поставленные задачи решены, цель достигнута. Полученные в диссертационной работе научные результаты открывают новые возможности применения коноскопического метода в устройствах и способах, относящихся к области оптического приборостроения, для исследования оптических свойств кристаллов.
Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы.
Во введении диссертации обоснована актуальность проведенных исследований и научно-практическая значимость работы, сформулированы защищаемые положения, определены цель и задачи работы, кратко изложено содержание работы, сформулированы научные положения, выносимые на защиту.
Первая глава посвящена анализу литературных данных, показывающих применение коноскопического метода и поляризационных измерений в исследовании оптических свойств кристаллов. Дано нетрадиционное описание световых пучков при прохождении через одноосные кристаллы. Приведены сведения о микроскопической теории оптической активности.
Во второй главе систематизированы результаты о состоянии поляризации в сходящемся пучке лучей, выходящем из кристаллической пластинки; приведены характеристики оптической системы для создания коноскопических картин больших размеров. Показано влияние угловой расходимости интенсивности в падающем на кристаллическую пластинку пучке на угловую ширину «мальтийского креста» в коноскопической картине. Выявлены особенности коноскопических картин, кристаллов, вырезанных параллельно оптической оси при повороте анализатора. Теоретически описано и экспериментально подтверждено формирование двойного «мальтийского креста». Приведены результаты по регистрации двойных коноскопических картин - на экране и на поверхности поляроида.
В третьей главе предложен и реализован способ определения оптического знака кристалла по его коноскопической картине с использованием фазовой пластинки. Приведены коноскопические картины оптически неактивных и ак-
7 тивных кристаллов с циркулярным и эллиптическим излучением. Приведены результаты исследований форм поляризации излучения, прошедшего через фазовую пластинку, полученных известными методами, и новым способом — поворотом фазовой пластинки QJ4) вокруг вертикальной оси, совпадающей с одной из кристаллофизических осей. Установлено соответствие полученных ко-носкопических картин формам поляризации излучения. Проведен сравнительный анализ поляризационных свойств фазовых пластинок с различным расположением оптической оси.
В четвертой главе на основе модели в виде связанных осцилляторов получено точное выражение для дисперсии угла поворота плоскости поляризации для случая осцилляторов с различными частотами. Рассмотрено альтернативное описание явления оптической активности в кристалле на основе волны гира-ции. Предложен и реализован способ определения угловой апертурной характеристики оптической активности кристалла. Описана спиралевидная структура в коноскопической картине оптически активного кристалла с циркулярно поляризованным излучением. Предложен и реализован способ определения направления вращения плоскости поляризации излучения в оптически активном кристалле. Проведено сравнение коноскопических картин кварцевых кристаллических пластинок различной толщины. Рассмотрены коноскопические картины оптических кварцевых линз и систем в составе двух оптических элементов, включая оптическую кварцевую линзу. Приведены спирали Эйри для таких систем с линейно, циркулярно и эллиптически поляризованным излучениями.
В заключении представлены основные результаты диссертационной работы.
На защиту выносятся следующие положения:
Угловая ширина «мальтийского креста» в коноскопической картине одноосного кристалла тем шире, чем быстрее спадает угловое распределение интенсивности в используемом сходящемся пучке излучения.
Двойной «мальтийский крест» возникает при угле между осями пропускания поляризатора и анализатора, не равном 0" и 90.
3. Преобразование форм поляризации излучения возможно осуществ лять за счет поворота фазовой пластинки вокруг ее кристаллофизической оси, перпендикулярной оси пучка излучения.
4. Спиралевидная структура в коноскопических картинах одноосных оптически активных кристаллов возникает при использовании циркулярно и эллиптически поляризованного излучения и может быть применена для опре деления направления вращения веюгора напряженности электрического поля в оптически активных кристаллах.
Основные результаты диссертационной работы изложены в статьях [1 — 20] и докладывались автором на следующих конференциях:
1. 43-ей Всероссийской практической конференции ученых транспортных Вузов, инженерных работников и представителей академической науки «Со временные технологии — железнодорожному транспорту и промышленности» (Хабаровск, 2003). VI-ой международной конференции «Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение» (Александров, 2003).
Региональной школе-симпозиуме «Физика и химия твердого тела» (Благовещенск, 2003).
Четвертой и пятой региональных научных конференциях «Физика: Фундаментальные и прикладные исследования, образование» (Владивосток, 2003; Хабаровск, 2005).
Третьей международной конференции молодых ученых и специалистов «Оптика 2003» (Санкт-Петербург, 2003). The International jubilee conference "Single crystals and their application in the XXI century - 2004"(Alexandrov, 2004). Fourth Asia-Pacific conference «Fundamental problems of opto- and microelectronics» (Khabarovsk, 2004). «Фундаментальные проблемы оптики» (Санкт-Петербург, 2004).
Шестой международной конференции «Прикладная оптика-2004» (Санкт-Петербург, 2004).
9 10. 10-ой и 11-ой Всероссийских научных конференциях студентов- физиков и молодых ученых (Екатеринбург, 2004,2005). ф 11. IV-ой международной научной конференции творческой молодежи «Научно-техническое и экономическое сотрудничество стран АТР в XXI веке» (Хабаровск, 2005).
12. Fifth Asia-Pacific Conference Fundamental problems of opto- and microe lectronics (Vladivostok, 2005).
13. Четвертой международной конференции молодых ученых и специали стов «Оптика 2005» (Санкт-Петербург, 2005).
Диссертационная работа связана с научно-исследовательской темой «Ани- # зотропное отражение и электрооптические свойства кристаллов», выполняемой в Дальневосточном государственном университете путей сообщения.
Нетрадиционное описание оптических пучков излучения
Электромагнитное поле в неподвижной однородной среде описывается уравнениями Максвелла [21,22]:
Здесь Е, Н - векторы напряженности электрического и магнитного полей, D, В - векторы электрической и магнитной индукций, j - вектор плотности электрического тока проводимости, р - плотность свободных электрических зарядов, с - скорость света в вакууме. В прозрачной среде величины j и р равны нулю. Данные уравнения (1.1) образуют систему уравнений поля макроскопической электродинамики и применимы к электромагнитным полям в любых средах. Для решения конкретных задач уравнения Максвелла (1.1), дополняются уравнениями связи, которые связывают между собой векторы Е, D, В, Н и ток проводимости j. Эти уравнения совместно с уравнениями Максвелла образуют полную систему уравнений макроскопической электродинамики и позволяют определить основные характеристики поля - векторы Е, Н, D, В в каждой точке пространства в любой момент времени, если известны параметры j и р источников поля как функции координат и времени. Если волна распространяется в прозрачной анизотропной среде, то уравнения связи имеют вид: В уравнении (1.2) вектора индукций D и В зависят только от напряженностей электрического и магнитного полей. Для оптически активных кристаллов воспользуемся уравнениями связи, полученными с точки зрения пространственной дисперсии. В этом случае в уравнениях связи между индукциями и полями включаются дополнительные члены, линейно зависящие от пространственных производных полей. Такое описание принято в работах [21, 23]. Другими словами, коэффициенты пропорциональности є, ц (диэлектрическая и магнитная проницаемости) и т (удельная проводимость) являются параметрами, характеризующими свойства среды. При постоянных физических условиях є, ц, с не зависят от времени, а в однородных средах не зависят и от координат. В быстропеременных полях, которыми фактически являются световые волны, величина диэлектрической проницаемости зависит от параметров волны - круговой частоты со и волнового вектора к = (2лЛ)п (Х- длина волны в веществе, п — единичный вектор в направлении распространения волны). Зависимость е (со, к) от частоты со определяет частотную дисперсию, от волнового вектора к — пространственную дисперсию. Известно, что частотная дисперсия значительно сильнее пространственной, и тензор щ (со, к) может быть представлен в виде разложения по степеням к. где Yijk — тензор третьего ранга. Антисимметричный тензор УукПк можно представить в виде [24]: В (1.5) нулевой член определяется только частотной дисперсией. Второй и третий члены ряда, которые и учитывают пространственную дисперсию, являются величинами порядка а/Х + (а/Х)2, где а « 10"8 см - постоянная решетки кристалла, Л, - длина волны. Для световых волн а/Хи 10"2 - 10"3. Также уравнения связи в гиротропных кристаллах можно описать с помощью соотношений, приведенных в работе [23]: где а также называется псевдотензором гирации. Уравнения такого вида были получены в работе [25]. Кристаллы, в которых псевдотензор g[m в (1.5) отличен от нуля, называются оптически активными (гиротропными). Симметрия кристалла накладывает ограничения на свойства псевдотензора гирации. Псевдотензор g (а) равен нулю у тел, имеющих центр симметрии. Исходя из этого был сделан вывод, что 11 центросимметрнчных классов кристаллов не обладают гиротро-пией. В нецентросимметричных кристаллах классов 6, 6 /и2, 4 Ът тензор gim, (или а) равен нулю. Кристаллы оставшихся 18 классов имеют тензор gim, (или а), отличный от нуля, и являются гиротропными. Вид псевдотензора гирации для кристаллов различных классов симметрии представлен в [25]. При освещении кристаллической пластинки, помещенной между поляризатором и анализатором, непараллельным пучком излучения наблюдают интерференционную (коноскопическую) картину, которая несет значительную информацию о ее свойствах. Информативность коноскопических картин включает в себя возможность определения ориентации и характера оптической индикатрисы, измерения угла между оптическими осями двуосного кристалла, определение оптического знака, обнаружение дисперсии оптических осей, возможность качественно и количественно установить изменение оптической индикатрисы под влиянием внешних воздействий и др. Различные виды коноскопических картин для одноосных и двуосных кристаллов приведены во многих монографиях [21, 26, 27, 28], в которых теоретически описывается, каким образом формируются коноскопические картины. В случае одноосных кристаллов (то есть кристаллов тетрагональной, гексагональной или тригональной систем) оптически неактивных, вырезанных перпендикулярно оптической оси, интерференционная (коноскопическая) картина с линейно поляризованным излучением состоит из концентрических колец - изохром, на которые накладывается характерное распределение интенсивности - светлый или темный «мальтийский крест», ветви которого, состоящие из двух изогир, пересекаются в центре поля зрения и расширяются к его краям. Ориентация этого креста совпадает с ориентацией оси пропускания поляризатора, а интенсивность зависит от угла между осями пропускания поляризатора и анализатора (светлый крест, когда эти направления совпадают, черный, когда они ортогональны). Изогирами называют области, все точки которых соответствуют тем направлениям в кристалле, в которых распространяются лучи с колебаниями вектора Е, параллельными оси пропускания поляризатора. Изохромами называют линии, которые соответствуют направлениям одинаковой разности хода в кристалле. Если вращать кристаллическую пластинку вокруг направления луча, то изогиры меняют форму и ориентацию, а изохромы - нет [21, 26, 27, 28].
Для одноосных оптически активных кристаллов с входной гранью, перпендикулярной оптической оси кристалла, кон оскопи чес кая картина с линейно поляризованным излучением при скрещенных поляризаторе и анализаторе представляет собой систему концентрических черных и светлых колец-изохром. В периферийной области картины наблюдается черный «мальтийский» крест со сторонами, параллельными осям пропускания поляризатора и анализатора.
Отсутствие черного "мальтийского креста" в центре картины в области некоторого углового диаметра является признаком наличия оптической активности кристалла и позволяет визуально определить область влияния оптической активности кристалла при отклонении от оптической оси, что описано в работах [21,22, 26,27,28].
Влияние углового распределения интенсивности излучения на коноскопическую картину кристалла
Чаще всего применяются двупреломляющие или отражательные фазовые пластинки. К первым относятся пластинки из кварца или исландского шпата, вырезанные параллельно оптической оси, пластинки слюды, пленки ориентированного целлофана.
Широко известными отражательными фазовыми пластинками являются ромб Френеля и ромб Муни [58, 59]. Пластинки, создающие одинаковый сдвиг фазы для излучения разных длин волн, называются ахроматическими. Большинство пластинок - хроматические.
Фазовые пластинки могут состоять из одного слоя или нескольких отдельных слоев. В некоторых случаях отдельные слои являются пластинками одного класса, а их комбинация действует как пластинка другого класса (такие комбинации называются трансцендентными пластинками). Например, определенная совокупность линейных пластинок может действовать как циркулярная пластинка [49].
Наиболее доступной и эффективной при практических исследованиях является составная фазовая пластинка на основе слюды. В [60] предложена поляризационная система, которая аналогична четвертьволновой пластинке, но изготовлена из двух двулучепреломляющих пластинок произвольной толщины. Важное свойство этой системы - возможность настройки ее на любую длину волны с помощью поворота одной из пластинок вокруг нормали.
В [61] предложен метод расчета составных фазовых пластинок, состоящих из двух разнотолщинных кристаллооптических элементов, позволяющих изменять форму поляризации излучения. При известных фазовых сдвигах элементов требуемая форма поляризации достигается за счет определенной ориентации быстрых осей обоих элементов относительно оси пропускания поляризатора. В [62] анализируется возможность изготовления пластинок А/2 с наклонной оптической осью из негиротропных и гиротропных кристаллов. Предлагаемый в [63] способ изготовления фазовых пластинок отличается от вышеперечисленных способов тем, что фазовая пластинка состоит из двух пластинок, вырезанных перпендикулярно, или почти перпендикулярно оптической оси кристалла. Фазовый сдвиг в такой системе обусловлен несколькими факторами: толщиной пластинок, оптическим знаком пластинок и углом между нормалями к поверхностям пластинок. При вращении фазовой пластинки Я/4 вокруг оси, нормальной к ее входной грани, можно получить все формы эллиптической поляризации излучения, включая и предельные - линейную и циркулярную. При этом оси эллипсов колебаний остаются в плоскости входной грани пластинки и совпадают с ее главными направлениями [22,64]. Устройства для преобразования форм поляризации излучения предложены и реализованы в [20,67,68]. В [10] систематизированы сведения о состоянии поляризации сходящегося пучка излучения после кристаллической пластинки. Достоинства и недостатки преобразования поляризации излучения с помощью фазовой А/4 пластинки из кварца и плоскопараллельной пластинки из кристалла нио-бата лития, вырезанной перпендикулярно оптической оси, изложены в [15]. В [65, 66] дана оценка величин изменений параметров поляризованного излучения, вносимых фазовыми пластинками Х/2 и "к/4, и приведены результаты расчета состояния поляризации излучения на выходе пленочных поляроидов при их малых коллимационных поворотах в пространстве. В настоящее время наиболее распространенным источником когерентного излучения является лазер. Волновой лазерный пучок в силу своей высокой направленности имеет много общего с плоской волной. Отличие же его от плоской волны состоит в том, что распределение интенсивности в нем неоднородно - мощность пучка, в основном, сконцентрирована вблизи оси, что соответствует гауссову распределению поля в поперечном сечении пучка [69]. Кроме гауссовых пучков, имеющих фундаментальное значение в теории волновых пучков, существуют пучки, в которых распределение интенсивности в поперечном сечении описывается функцией Бесселя [24]. Среди волновых пучков с разнообразной структурой амплитудно-фазового профиля особое место занимают пучки с винтовыми возмущениями волнового фронта. Такого рода возмущения обуславливают вихревой характер распространения световой энергии, что позволяет говорить о существовании своеобразных оптических вихрей [70 — 77]. Оптико-физические процессы, вызывающие появление оптических вихрей весьма разнообразны. Излучение с вихревой структурой может при определенных условиях формироваться в результате интерференции лазерных пучков с исходно регулярным волновым фронтом при их прохождении через случайно-неоднородные и нелинейные среды, а также через волоконные многомодовые световоды или специальным образом изготовленные голограммы. Кроме того, возможно возбуждение вихревых полей непосредственно в лазерах. В силу возможности оригинальных технических приложений изучение оптических вихрей ведется достаточно быстрыми темпами. Единственным способом, обеспечивающим надежную идентификацию оптических вихрей (винтовых дислокаций), является способ, основанный на использовании интерферометрической информации. Интерферограммы поперечного сечения пучка могут быть получены разными способами. Самым удобным с точки зрения обработки является способ, основанный на регистрации структуры интерференции исследуемого поля с плоской или сферической однородными волнами. Анализ характера возникновения и распространения оптических вихрей в маломодовом оптическом волокне приведен в [70]. В [73, 74] показано, что система, содержащая два одноосных кристалла с перпендикулярно ориентированными осями и анализатор, способна преобразовывать исходный циркулярно поляризованный свет в сингулярный пучок, переносящий оптические вихри. Положение оптических вихрей в таком пучке зависит от разности фаз, вводимой вторым кристаллом, и ориентации его осей относительно оси пропускания анализатора. Приведены интерференционные картины.
Наблюдение коноскопических картин с циркулярно и эллиптически поляризованным излучением
При наблюдении коноскопическои фигуры обнаружено, что при вращении анализатора из скрещенного с поляризатором положения темный «мальтийский крест» постепенно распадается на два «мальтийских креста». При этом один «мальтийский крест» остается неподвижным, второй «мальтийский крест» поворачивается на угол, соответствующий углу поворота анализатора. При совпадении осей пропускания поляризатора и анализатора оба креста сливаются в один светлый крест, при ортогональном положении осей пропускания — в один темный крест.
Интенсивность обоих крестов одинакова и синхронно меняется от минимальной (в скрещенных поляризаторе и анализаторе) до максимальной (в параллельных поляризаторе и анализаторе). Интенсивность в центре коноскопическои картины соответствует интенсивности крестов.
Такие же изменения, только в обратном порядке, происходят при вращении анализатора из положения, при котором оси пропускания поляризатора и анализатора параллельны. Светлый «мальтийский крест» распадается на два креста, интенсивность которых постепенно уменьшается, достигая минимальной величины в момент слияния обоих крестов в темный «мальтийский крест» при ортогональном расположении осей пропускания поляризатора и анализатора.
Для кристаллической пластинки толщиной ЗД мм, вырезанной из кристалла парателлурита (одноосный гиротропный кристалл), такое изменение коноскопическои фигуры при вращении анализатора заметно несколько хуже. Причиной этого является отсутствие «мальтийского креста» в центре картины за счет оптической активности. Периферийная часть картины, где ветви «мальтийского креста» присутствуют, достаточно быстро затемняется, затрудняя наблюдения. При использовании возможностей системы компьютерной математики Maple 6 рассчитаны по формулам для интенсивности излучения, прошедшего через поляризатор - оптически активную пластинку - анализатор [2], и построены коноскопические картины для различного взаимного положения осей пропускания поляризатора и анализатора [19]. Расчет проведен для кристаллической пластинки толщиной 10 мм, вырезанной из оптически неактивного кристалла ниобата лития (LiNbCb) перпендикулярно оптической оси и кристаллической пластинки толщиной 1 мм, вырезанной из оптически активного кристалла парателлурита (ТеСЬ) перпендикулярно оптической оси. При прохождении поляризованного сходящегося пучка лучей через плоскопараллельную кристаллическую пластинку поляризационная структура пучка сильно усложняется. При наблюдении такого пучка через анализатор наблюдаются характерные для каждого кристалла коноскопические картины. Если анализатор «скрещен» с поляризатором, то на экране видна коноскопическая картина с темным «мальтийским крестом». Часть излучения, которое могло бы дать коноскопиче-скую картину со светлым крестом, обычно поглощается анализатором [85]. Имеются экспериментальные работы [38], в которых специальными методами пучок лучей со сложной поляризационной структурой делится на два пучка с взаимно перпендикулярными поляризациями. В этом случае наблюдаются двойные коноскопические картины. Оказалась, что на два пучка с взаимно перпендикулярными поляризациями можно разделить пучок [16], используя поляроид на основе синтетической пленки J-типа, активированной йодистым соединением сернокислого хинина [50]. Такие поляроиды отражают часть пучка с перпендикулярной поляризацией (по отношению к пучку, прошедшему через анализатор). Появляется возможность одновременно регистрировать две дополнительные коноскопические картины [16]. В эксперименте кварцевая пластинка помещалась между скрещенными поляризатором и анализатором (рис. 2.18). Непосредственно перед пластинкой расположен рассеиватель — матовое стекло. В качестве анализатора использован пленочный поляроид, у которого пленка находится между двумя защитными стеклами. Лазерное излучение направляется по оси оптической системы на кристалл через рассеиватель. На экране за анализатором наблюдается коноскопическая картина оптически активного кристалла с характерным черным «мальтийским крестом». Одновременно на входной плоскости анализатора, обращенной к пластинке, легко наблюдать коноскопическую картину, характерную для оптически активного кристалла, помещенного между параллельными поляризатором и анализатором. При небольших поворотах анализатора вокруг вертикальной оси эту картину можно сделать достаточно четкой. На выходной плоскости анализатора, обращенной к экрану, также наблюдается коноскопическая картина, совпадающая с полученной на экране. При вращении анализатора вокруг оси оптической системы каждая их двух коноскопических картин синхронно изменяется, оставаясь дополнительной по отношению друг к другу. При повороте анализатора на 90 картины на экране и входной плоскости анализатора меняются местами. Одновременное наблюдение коноскопических картин возможно не только с анализатором, но и с другими устройствами, например, со стопой из тонких стеклянных пластинок. При использовании в качестве анализатора набора из 5 — 6 прозрачных плоских пластин на экране наблюдают обычную коноскопическую картину. Оптимальным углом установки стопы является угол Брюстера, при котором прозрачность стопы максимальна [85].
Коэффициенты пропускания и отражения для компонент световых лучей, поляризованных параллельно и перпендикулярно плоскости падения на стопу различны. Коноскопическую картину на отражение в данном случае получить несколько сложнее, чем на пропускание.
Способ определения направления вращения плоскости поляризации излучения по спиралевидной структуре в коноскопических картинах оптически активных кристаллов
При нормальном падении узкого параллельного пучка лучей на фазовую пластинку Х/4 с ориентацией вектора Е излучения под 45 к главным направлениям пластинки на выходе из нее всегда получается циркулярно поляризованное излучение, характеризующееся фазовым сдвигом А = л/2 (разностью хода А/4) между обыкновенным и необыкновенным лучами.
Известными способами - поворотом пластинки или поляризатора вокруг оси, нормальной к поверхности пластинки Х/4 [15, 20, 22], можно получить все формы эллиптической поляризации, включая и предельные - линейную и эллиптическую. При этом направления главных осей эллипсов колебаний остаются параллельными главным осям пластинки Х/4 (рис. 3.10, 3.11). На графике изменения интенсивности излучения (длина волны X = 0.6328 мкм), прошедшего через поляризатор - пластинку А/4 - анализатор, схематично изображены формы поляризации излучения, вышедшего из пластинки А/4, при повороте пластинки вокруг нормали к поверхности пластинки (рис. ЗЛО) и при повороте поляризатора (рис. ЗЛ1). Угол в — угол поворота пластинки от ее первоначального положения. При первоначальном положении пластинки угол между одним из главных ее направлений и осью пропускания поляризатора составляет 45.
При освещении кристаллической пластинки излучением с определенной формой поляризации, полученной при вращении фазовой пластинки или поляризатора, на экране наблюдают коноскопические картины.
Следует отметить, что коноскопическая картина с эллиптически поляризованным излучением (точки 2 и ?; 5иР; 6 и 72; 5 и 7/на рис. ЗЛО, 3.13 и точки 2 и 6; 3 и 5; 8 и 12; 9 и 77 на рис. 3.11, 3.15) повернута на угол около 90 при одинаковом азимуте большой оси эллипса поляризации излучения, но противоположном направлении обхода. При одинаковом направлении обхода и азимуте, отличающемся в пределах 15 — 45, коноскопические картины отличаются мало (например, точки 2 и 12 рис. ЗЛО, 3.13). При отличии азимута большой оси эллипса поляризации на 90 (например, точки б и 8 рис. 3.11, 3.15) коноскопические картины заметно развернуты друг относительно друга. В точках 4 и 10 рис. 3.13 и ЗЛ5 коноскопическая картина с линейным излучением содержит черный «мальтийский крест».
Для коноскопических картин оптически неактивных кристаллов с циркулярно поляризованным излучением характерно наличие двух точек, расположенных на линии, параллельной оптической оси фазовой пластинки Я/4 (фотографии 7; 7; 13 на рис. 3.13 и 3.15).
При повороте пластинки А/4 вокруг нормали к входной грани, а, следовательно, и повороте ее оптической оси коноскопические картины с циркулярным излучением при разном направлении обхода отличаются. В случаях 1 и 13 рис. 3.13 оптическая ось пластинки А/4 занимает вертикальное положение и, соответственно, две точки при этом расположены на одной вертикальной прямой. В случае 7 рис. 3.13 оптическая ось пластинки занимает горизонтальное положение, и две точки также расположены на горизонтальной прямой.
При неподвижной пластинке А/4 (повороте поляризатора) коноскопические картины с циркулярным излучением при разном направлении обхода одинаковы, две точки при этом расположены на одной вертикальной прямой, параллельной оптической оси фазовой пластинки (фотографии 1; 7; 13 на рис. 3.15).
Для коноскопических картин оптически активных кристаллов с эллиптически поляризованным излучением (точки 2; 3; 5; 6; 8; 9; 11; 12 на рис. ЗЛО, 3.11) характерно отсутствие «мальтийского креста», разрыв центрального колъ-ца-изохромы и нестыковка последующих изохром. Общий вид картины принципиально не изменяется при изменении направления обхода и азимута большой оси эллипсов поляризации. Несколько изменяется наклон оси симметрии коноскопической картины.
Для коноскопических картин оптически активных кристаллов с циркулярно поляризованным излучением характерно наличие двух спиралей, вложенных друг в друга (фотографии 1; 7; 13 на рис. 3.12 и 3.14). При повороте фазовой пластинки спирали на фотографии 7 ориентированы под 90 по отношению к фотографиям 1 и 13 на рис. 3.12). При неподвижной фазовой пластинке спирали расположены одинаково при разном направлении обхода (фотографии/; 7; /3 нарис. 3.14).
Коноскопические картины в точках 4 и 10 рис. 3.11 оптически активных кристаллов соответствуют линейно поляризованному излучению при скрещенных поляризаторе и анализаторе (при довороте анализатора до скрещенного с поляризатором положения на рис. 3.11).
Из сравнения двух известных способов изменения форм поляризации излучения — с помощью поворота фазовой пластинки Х/4 вокруг нормали к входной грани и с помощью поворота поляризатора — следует, что при одинаковом фазовом сдвиге тс/2 вращение пластинки дает возможность получить больший диапазон форм поляризации излучения за счет различного азимута большой оси эллипса поляризации излучения.
