Распространение монохроматической плоской волны в анизотропной среде

Рассмотрим геометрические соотношения между основными векторами в электромагнитной волне. Уравнения (4.1), остаются справедливыми и в анизо­тропных средах. Введем единичный вектор нормали к волновому фронту N = k / k, тогда (4.1) можно переписать в виде:

. (6.3)

Направление переноса энергии в волне определяется вектором Пойнтинга . Определим лучевой вектор как s = S / S. Из свойств векторного произведения следует, что

D ^ H, D ^ N, N ^ H, s ^ E, s ^ H, E ^ H. (6.4)

Поскольку вектора D и E в анизотропной среде неколлинеарны, приходим к выводу, что в волне су­ществуют две правые ортогональные тройки векторов (E, H, s) и (D, H, N), повернутые на угол a относительно общего вектора H (рис. 6.2). Таким образом, направление перемещения волнового фронта (вектор N) в кристаллах в общем случае не совпадает с направлением переноса энергии (вектор s). Соответственно различают фазовую скорость V (скорость перемещения фронта) и лучевую скорость u (скорость переноса энергии).

Соотношение между фазовой и лучевой скоростями можно получить, рассматривая два положения волнового фронта, соответствующие двум близким моментам времени (рис. 6.3). Из-за анизотропии среды форма волновой поверхности отлична от сферической (более подробно этот вопрос обсуждается в следующем разделе). Направление фазовой скорости совпадает с направлением волновой нормали N, а направление лучевой – с лучевым вектором s, проведенным от источника О в точку наблюдения. Из рисунка видно, что фазовая скорость равна проекции лучевой на направление волновой нормали:

. (6.5)

Различие фазовой и лучевой скоростей является проявлением пространственной дисперсии (см. раздел 2.1). Эти скорости отличаются даже для монохроматических волн, а также в отсутствие временной дисперсии n ¹ n (l).

Исключая из уравнений (6.3) напряженность магнитного поля и учитывая соотношения (6.2) можно получить выражение для скорости волны, распространяющейся в кристалле с главными скоростями V_x > V_y > V_z в направлении вектора N с проекциями (N_x, N_y, N_z), называемое уравнением волновых нормалей Френеля:

. (6.6)

Уравнение волновых нормалей может быть преобразовано к квадратному уравнению относительно фазовой скорости V, и, следовательно, имеет два корня. Таким образом, в каждом направлении в кристалле могут распространяться две волны с различными фазовыми скоростями V' и V'' и ортогональными поляризациями D ' ^ D ''. Каждому вектору D соответствует свой вектор E, повернутый на угол a, а каждому вектору E – ортогональный ему лучевой вектор s (рис. 6.4).

Попадая в кристалл, произвольная световая волна распадается на две орто­гонально поляризованные волны с разными скоростями и разными направлениями переноса энергии – возникает двойное луче­преломление. Следует отметить, что в ряде случаев лучевые вектора этих волн могут совпадать (a = 0), например, при распро­странении волны вдоль любой из главных осей кристалла.

При определенном выборе направле­ния распространения, а именно

,

два решения уравнения Френеля совпадают, т. е. V ' = V ''. Такие направления (O'O' и O"O" на рис. 6.5) называются оптическими ося­ми кристалла, а сам кристалл называется двухосным. Если V_x = V_y ¹ V_z, то обе опти­ческие оси сливаются с осью Z. Такой кристалл называется одноосным.