物理光学与应用光学第二版第六章.pptVIP

　　在实际工作中，选用光学材料时，应特别注意其色散的大小。例如，同样一块三棱镜，若用做分光元件，应采用色散大的材料(例如火石玻璃)，若用来改变光路方向，则需采用色散小的材料(例如冕玻璃)。表 6 - 3 列出了几种常用光学材料的折射率和色散率。 表 6-3 几种常用的光学材料的折射率和色散率 6.3.2 正常色散与反常色散 　　1. 正常色散 　　折射率随着波长增加(或光频率的减少)而减小的色散叫正常色散。正如6.1节所指出的，远离固有频率ω0的区域为正常色散区。所有不带颜色的透明介质，在可见光区域内都表现为正常色散。图 6-8 给出了几种常用光学材料在可见光范围内的正常色散曲线，这些色散曲线的特点是：  　　① 波长愈短，折射率愈大；  　　② 波长愈短，折射率随波长的变化率愈大，即色散率|ν|愈大； 　　③ 波长一定时， 折射率愈大的材料， 其色散率也愈大。 图 6-8 几种常用光学材料的正常色散曲线 描述介质的色散特性，除了采用色散曲线外，经常利用实验总结出来的经验公式。对于正常色散的经验公式是1836年由科希(Cauchy)提出来的： (6.3-3) 式中，A、B和C是由所研究的介质特性决定的常数。对于通常的光学材料，这些常数值可由手册查到。在实验上，可以利用三种不同波长测出三个n值，代入(6.3-3)式，然后联立求解三个方程，即可得到这三个常数值。 当波长间隔不太大时， 可只取(6.3-3)式的前两项， 即 (6.3-4) 并且， 根据色散率定义可得 (6.3-5) 由于A、B都为正值，因而当λ增加时， 折射率n和色散率ν都减小。 　　2. 反常色散 　　1862年，勒鲁(Le Roux)用充满碘蒸气的三棱镜观察到了紫光的折射率比红光的折射率小，由于这个现象与当时已观察到的正常色散现象相反，勒鲁称它为反常色散，该名字一直沿用至今。以后孔脱(Kundt)系统地研究了反常色散现象，发现反常色散与介质对光的选择吸收有密切联系。实际上，反常色散并不“反常”，它也是介质的一种普遍现象。 正如6.1节所指出的，在固有频率ω0附近的区域，也即光的吸收区是反常色散区。 　　如果把色散曲线的测量向光吸收区延伸，就会观察到这种“反常”色散。例如，在石英色散曲线测量中，如图 6-9 所示， 在可见光区域内，测得曲线PQR段，其结果与由科希公式计算的结果一致。当从R开始向红外波段延伸时，n值的测量结果比计算结果下降要快得多。图中实线是测量结果， 虚线是计算结果。 在吸收区， 由于光无法通过，n值也就测不出来了。 当入射光波长越过吸收区后，光又可通过石英介质，这时折射率数值很大，而且随着波长的增加急剧下降。 在远离吸收区时，n值变化减慢，这时又进入了另一个正常色散区， 即曲线中的ST段，这时科希公式又适用了，不过其常数A、B值要相应地变化。显然，上述吸收区所对应的即是所谓的“反常”色散区。 图 6-9 石英的色散曲线 　　需要说明的是，对于任何介质， 在一个较大的波段范围内都不只有一个吸收带，而是有几个吸收带，这一点已由它的吸收光谱所证实。从电子论的观点看，就应该用电荷与质量分别为ej和mj的不同带电粒子谐振子与每个频率ω0j相对应，这时的复折射率 n 的表达式应写为 ~ (6.3-6) 其相应的色散曲线如图 6 - 10 所示，它表示了介质在整个波段内的色散特性。 图 6-10 全波段的色散曲线 　　最后，由图 6-10 可以看出，在反常色散区的短波部分，介质的折射率出现n＜1的情况，即介质中的光速大于真空光速，这似乎是与相对论完全对立的结果，因为根据相对论， 任何速度都不可能超过真空中的光速。实际上，只要考虑到这里讨论的光速是光波的相速度，就能够解释这种现象了。相对论中指出的任何速度都不可能超过真空中的光速，是针对能量传播速度而言的，而光的相速度是指光的等相位面的传播速度，光在介质中的群速度才表征其能量传播速度。并且严格来说，只有真空中(或色散小的区域)群速度才可与能量传播速度视为一致， 在反常色散区内，由于色散严重，能量传播速度与群速度显著不同，它永远小于真空中的光速。实际上，由于反常色散区的严重色散，不同波长的单色光在传播中弥散严重，群速度已不再有实际意义了。 6.4 光 的 散 射 6.4.1 光的散射现象 　　当光束通过均匀的透明介质时，除传播方向外，是看不到光的。而当光束通过混浊的液体或穿过灰尘弥漫的空间时， 就可以在侧面看到光束的轨迹，即在光线传播方向以外能够接收到光能。这种光束通过不均匀介质所产生的偏离原来传播方向，向四周散射的现象，就是光的散射。所谓介质不均匀， 指的是气体中有随机运动的分子、原子或烟雾、尘埃，液体中混入小微粒，晶体中存在缺陷等。 由于光的