法拉第磁光效应实验

15.16法拉第磁光效应实验1845年，法拉第（M.Faraday）在探索电磁现象和光学现象之间的联系时，发现了一种现象：当一束平面偏振光穿过介质时，如果在介质中，沿光的传播方向上加上一个磁场，就会观察到光经过样品后偏振面转过一个角度，即磁场使介质具有了旋光性，这种现象后来就称为法拉第效应。法拉第效应第一次显示了光和电磁现象之间的联系，促进了对光本性的研究。之后费尔德（Verdet）对许多介质的磁致旋光进行了研究，发现了法拉第效应在固体、液体和气体中都存在。法拉第效应有许多重要的应用，尤其在激光技术发展后，其应用价值越来越受到重视。如用于光纤通讯中的磁光隔离器，是应用法拉第效应中偏振面的旋转只取决于磁场的方向，而与光的传播方向无关，这样使光沿规定的方向通过同时阻挡反方向传播的光，从而减少光纤中器件表面反射光对光源的干扰；磁光隔离器也被广泛应用于激光多级放大和高分辨率的激光光谱，激光选模等技术中。在磁场测量方面，利用法拉第效应驰豫时间短的特点制成的磁光效应磁强计可以测量脉冲强磁场、交变强磁场。在电流测量方面，利用电流的磁效应和光纤材料的法拉第效应，可以测量几千安培的大电流和几兆伏的高压电流。磁光调制主要应用于光偏振微小旋转角的测量技术，它是通过测量光束经过某种物质时偏振面的旋转角度来测量物质的活性，这种测量旋光的技术在科学研究、工业和医疗中有广泛的用途，在生物和化学领域以及新兴的生命科学领域中也是重要的测量手段。如物质的纯度控制、糖分测定；不对称合成化合物的纯度测定；制药业中的产物2分析和纯度检测；医疗和生化中酶作用的研究；生命科学中研究核糖和核酸以及生命物质中左旋氨基酸的测量；人体血液中或尿液中糖份的测定等。在工业上，光偏振的测量技术可以实现物质的在线测量；在磁光物质的研制方面，光偏振旋转角的测量技术也有很重要的应用。5.16.1实验要求1．实验重点①用特斯拉计测量电磁铁磁头中心的磁感应强度，分析线性范围。②法拉第效应实验：正交消光法检测法拉第旋光玻璃的费尔德常数。③磁光调制实验：熟悉磁光调制的原理，理解倍频法精确测定消光位置。④磁光调制倍频法研究法拉第效应，精确测量不同样品的费尔德常数。2．预习要点①什么是法拉第效应？法拉第效应有何重要应用？②了解顺磁、弱磁、抗磁性、铁磁性或亚铁磁性材料的基本特性，以及费尔德常数V与磁光材料性质的关系。③比较法拉第磁光效应与固有旋光效应的异同。④磁光调制过程中，调制信号与输入信号之间的函数关系。35.16.2实验原理1．法拉第效应实验表明，在磁场不是非常强时，如图5.16.1所示，偏振面旋转的角度与光波在介质中走过的路程d及介质中的磁感应强度在光的传播方向上的分量B成正比，即：=VBd（5.16.1）比例系数V由物质和工作波长决定，表征着物质的磁光特性，这个系数称为费尔德（Verdet）常数。费尔德常数V与磁光材料的性质有关，对于顺磁、弱磁和抗磁性材料（如重火石玻璃等），V为常数，即与磁场强度B有线性关系；而对铁磁性或亚铁磁性材料（如YIG等立方晶体材料），与B不是简单的线性关系。图5.16.1法拉磁致旋光效应表5.16.1为几种物质的费尔德常数。几乎所有物质（包括气体、液体、固体）都存在法拉第效应，不过一般都不显著。不同的物质，偏振面旋转的方向也可能不同。习惯上规定，以顺4着磁场观察偏振面旋转绕向与磁场方向满足右手螺旋关系的称为“右旋”介质，其费尔德常数V0；反向旋转的称为“左旋”介质，费尔德常数V0。对于每一种给定的物质，法拉第旋转方向仅由磁场方向决定，而与光的传播方向无关（不管传播方向与磁场同向或者反向），这是法拉第磁光效应与某些物质的固有旋光效应的重要区别。固有旋光效应的旋光方向与光的传播方向有关，即随着顺光线和逆光线的方向观察，线偏振光的偏振面的旋转方向是相反的，因此当光线往返两次穿过固有旋光物质时，线偏振光的偏振面没有旋转。而法拉第效应则不然，在磁场方向不变的情况下，光线往返穿过磁致旋光物质时，法拉第旋转角将加倍。利用这一特性，可以使光线在介质中往返数次，从而使旋转角度加大。这一性质使得磁光晶体在激光技术、光纤通信技术中获得重要应用。表5.16.1几种材料的费尔德常数（单位：弧分/特斯拉·厘米）物质（mm）V水589.31.31102二硫化碳589.34.17102轻火石玻璃589.33.17102重火石玻璃830.08102～10102冕玻璃632.84.36102～7.27102石英632.84.83102磷素589.312.3102与固有旋光效应类似，法拉第效应也有旋光色散，即费尔德常数随波长而变，一束白色的线偏振光穿过磁致旋光介质，则紫光的偏振面要比红光的偏振面转过的角度大，这就是旋光色散。实验表明，磁5致旋光物质的费尔德常数V随波长的增加而减小（如图5.16.2），旋光色散曲线又称为法拉第旋转谱。图5.16.2磁致旋光色散曲线2．法拉第效应的唯象解释从光波在介质中传播的图象看，法拉第效应可以做如下理解：一束平行于磁场方向传播的线偏振光，可以看作是两束等幅左旋和右旋圆偏振光的迭加。这里左旋和右旋是相对于磁场方向而言的。图5.16.3法拉第效应的唯象解释如果磁场的作用是使右旋圆偏振光的传播速度c/nR和左旋圆偏振光的传播速度c/nL不等，于是通过厚度为d的介质后，便产生不同的相位滞后：dnRR2，dnLL2（5.16.2）式中为真空中的波长。这里应注意，圆偏振光的相位即旋转电矢量6的角位移；相位滞后即角位移倒转。在磁致旋光介质的入射截面上，入射线偏振光的电矢量E可以分解为图5.16.3(a)所示两个旋转方向不同的圆偏振光ER和EL，通过介质后，它们的相位滞后不同，旋转方向也不同，在出射界面上，两个圆偏振光的旋转电矢量如图5.16.3(b)所示。当光束射出介质后，左、右旋圆偏振光的速度又恢复一致，我们又可以将它们合成起来考虑，即仍为线偏振光。从图上容易看出，由介质射出后，两个圆偏振光的合成电矢量E的振动面相对于原来的振动面转过角度，其大小可以由图5.16.3(b)直接看出，因为LR（5.16.3）所以)(21LR（5.16.4）由（6.16.2）式得ddnnFLR)(（5.16.5）当nRnL时，0，表示右旋；当nRnL时，0，表示左旋。假如nR和nL的差值正比于磁感应强度B，由（5.16.5）式便可以得到法拉第效应公式（5.16.1）。式中的)(LRFnn为单位长度上的旋转角，称为比法拉第旋转。因为在铁磁或者亚铁磁等强磁介质中，法拉第旋转角与外加磁场不是简单的正比关系，并且存在磁饱和，所以通常用比法拉第旋转F的饱和值来表征法拉第效应的强弱。式(5.16.5)也反映出法拉第旋转角与通过波长有关，即存在旋光色散。微观上如何理解磁场会使左旋、右旋圆偏振光的折射率或传播速度不同呢？上述解释并没有涉及这个本质问题，所以称为唯象理论。7从本质上讲，折射率nR和nL的不同，应归结为在磁场作用下，原子能级及量子态的变化。这已经超出了我们所要讨论的范围，具体理论可以查阅相关资料。其实，从经典电动力学中的介质极化和色散的振子模型也可以得到法拉第效应的唯象理解。在这个模型中，把原子中被束缚的电子看做是一些偶极振子，把光波产生的极化和色散看作是这些振子在外场作用下做强迫振动的结果。现在除了光波以外，还有一个静磁场B作用在电子上，于是电子的运动方程是BdtrdeEerkdtrdm22（5.16.6）式中r是电子离开平衡位置的位移，m和e分别为电子的质量和电荷，k是这个偶极子的弹性恢复力。上式等号右边第一项是光波的电场对电子的作用，第二项是磁场作用于电子的洛仑兹力。为简化起见，略去了光波中磁场分量对电子的作用及电子振荡的阻尼（当入射光波长位于远离介质的共振吸收峰的透明区时成立），因为这些小的效应对于理解法拉第效应的主要特征并不重要。假定入射光波场具有通常的简谐波的时间变化形式eit，因为我们要求的特解是在外加光波场作用下受迫振动的稳定解，所以r的时间变化形式也应是eit，因此式（5.16.6）可以写成EmeBrmeir)(220（5.16.7）式中mk/0，为电子共振频率。设磁场沿+z方向，又设光波也沿此方向传播并且是右旋圆偏振光，用复数形式表示为tiytixeiEeEE8将式（5.16.7）写成分量形式xEmeBymeix)(220（5.16.8）yEmeBxmeiy)(220（5.16.9）将式（5.16.9）乘i并与式（5.16.8）相加可得)()())((220yxiEEmeiyxBmeiyx（5.16.10）因此，电子振荡的复振幅为)()(220yxiEEBemeiyx（5.16.11）设单位体积内有N个电子，则介质的电极化强度矢量rNeP。由宏观电动力学的物质关系式EeP0（为有效的极化率张量）可得tiyxtieiEEeiyxNeErNeEP)()(000（5.16.12）将式（5.16.10）代入式（5.16.12）得到BmemNe22002/（5.16.13）令c=eB/m（c称为回旋加速角频率），则cmNe22002/（5.16.14）由于1/02n，因此cRmNen220022/1（5.16.15）对于可见光，为（2.5-4.7）1015s-1，当B=1T时，c≈1.71011s-1，这种情况下式（5.16.15）可以表示为220022)(/1LRmNen（5.16.16）式中L=c/2=(e/2m)B,为电子轨道磁矩在外磁场中经典拉莫尔9（Larmor）进动频率。若入射光改为左旋圆偏振光，结果只是使L前的符号改变，即有220022)(/1LLmNen（5.16.17）对比无磁场时的色散公式220022/1mNen（5.16.18）可以看到两点：一是在外磁场的作用下，电子做受迫振动，振子的固有频率由0变成0±L，这正对应于吸收光谱的塞曼效应；二是由于0的变化导致了折射率的变化，并且左旋和右旋圆偏振的变化是不相同的，尤其在接近0时，差别更为突出，这便是法拉第效应。由此看来，法拉第效应和吸收光谱的塞曼效应是起源于同一物理过程。实际上，通常nL、nR和n相差甚微，近似有nnnnnLRRL222（5.16.19）由式（5.16.5）得到)(LRnnd（5.16.20）将式（5.16.19）代入上式得到nnndLR222（5.16.21）将式（5.16.16）、式（5.16.17）、式（5.16.18）代入上式得到BncmNed2220223)(120（5.16.22）由于22L，在上式的推导中略去了2L项。由式（5.16.18）得22002)(nmNeddn（5.16.23）由式（5.16.22）和式（5.16.23）可以得到10BddnmecBddnmecd2121（5.16.24）式中为观测波长，ddn为介质在无磁场时的色散。在上述推导中，左旋和右旋只是相对于磁场方向而言的，与光波的传播方向同磁场方向相同或相反无关。因此，法拉第效应便有与自然旋光现象完全不同的不可逆性。3．磁光调制原理根据马吕斯定律，如果不计光损耗，则通过起偏器，经检偏器输出的光强为20cosII（5.16.25）式中，I0为起偏器同检偏器的透光轴之间夹角=0或=时的输出光强。若在两个偏振器之间加一个由励磁线圈（调制线圈）、磁光调制晶体和低频信号源组成的低频调制器（参见图5.16.4），则调制励磁线圈所产生的正弦交变磁场