磁光效应实验报告.docx

磁光效应实验报告班级：光信息 31姓名：张圳 学号：21210905023 同组：白燕，陈媛，高睿孺近年来，磁光效应的用途愈来愈广，如磁光调制器，磁光开关， 光隔离器，激光陀螺中的偏频元件，可擦写式的磁光盘所以掌握磁 光效应的原理和实验方法非常重要一．实验目的1.掌握磁光效应的物理意义，掌握磁光调制度的概念 2.掌握一种法拉第旋转角的测量方法（磁光调制倍频法）3•测出铅玻璃的法拉第旋转角度和磁感应强度B之间的关系二．实验原理1. 磁光效应当平面偏振光穿过某种介质时，若在沿平行于光的传播方向施加 一磁场，光波的偏振面会发生旋转，实验表面其旋转角正比于外加 的磁场强度B,这种现象称为法拉第（Faraday）效应，也称磁致旋光 效应，简称磁光效应，即：9 = vlB （9-1）式中/为光波在介质中的路径，v为表征磁致旋光效应特征的比例 系数，称为维尔德常数，它是表征物质的磁致旋光特性的重要参数 根据旋光方向的不同（以顺着磁场方向观察），通常分为右旋（顺时针旋 转）和左旋（逆时针旋转），右旋时维尔德常数v>O,左旋时维尔德常数 v<0实验还指出，磁致旋光的方向与磁场的方向有关，由于磁致旋 光的偏振方向会使反射光引起的旋角加倍，而与光的传播方向无关， 利用这一特性在激光技术中可制成具有光调制、光开关、光隔离、光 偏振等功能性磁光器件，在激光技术发展后，其应用价值倍增。

如用于光纤通讯系统中的磁光隔离器等2. 在磁场作用下介质的旋光作用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 3 法拉第效应的唯象解释2)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：2n 2n甲= n d 甲= ndR尢R L尢l式中九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 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0，其大小可以由图3（b）直接看出，因为半 二半 （3）RL所以10二2（竹叫（ 4 ）由（ 6.16.2）式得0=I（nR _ nL）d =0F - d （，5）当 nR > nL 时， 0 >0 ，表示右旋；当 nR < nL 时， 0 >0 ，表示左旋。

假如 nR和nL的差值正比于磁感应强度3,由（5）式便可以得到法拉第效 应公式（1）式中的0 =竺（n _n）为单位长度上的旋转角，称为比法 F V R L 丿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0 F 的饱和值来表征法拉第效应的强弱式（5）也反映出法拉第旋 转角与通过波长九有关，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 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，还有一个静磁场鸟作 用在电子上，于是电子的运动方程是m垃 + k? = -eE-ef Qx B （6）dt2 v dt 丿式中卩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e负，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p的时 间变化形式也应是血，因此式（6）可以写成p e p p e p（3 2 —®2）r + i ©r xB — — E0 m m（ 7） 式中©二jk/m，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E — E ei©t + iE ei©txy将式(7)写成分量形式8)9)e© e(© 2 一©2)x + i By — — E0 m m xe© e(© 2 —©2)y — i Bx — — E0 m m y将式（9）乘i并与式（8）相加可得(3 2 -32)(x + iy) + — B(x + iy) = 一 — (E + iE )0 m m x y10)x + iy = (E/(①。

2 一32) + ewB+ iE )y.11)设单位体积内有 N 个电子，则介质的电极化强度矢量P一NeP由宏观电动力学的物质关系式P = e/E （兀为有效的极化率张量）可得P 一 NerP 一 Ne( x + iy)ei3tX = P = = ■£E £E £ (E +iE )ei3t0 0 0 x y12)将式（10）代入式（12）得到Ne2 / m£X = 0—e33 2 — 32 + B0m13)令3=eB/m（叭称为回旋加速角频率），则Ne2 / m£X = 03 2 一 32 + 330c14)由于n 2 =£ / £ = 1 +%，因止匕0Ne 2 / m£n 2 = 1 + 0—R 3 2 一32 + 330c15)对于可见光，3 为(2.5-4.7)x1015s-i,当 B=1T 时，3 ~1.7xl0iis-i<<3, c这种情况下式（5.16.15）可以表示为Ne 2/咙 0n 2 = 1 +R (& +W )2 一①20L16)式中阻=® j2=（e/2m）B,为电子轨道磁矩在外磁场中经典拉莫尔（Larmor）进动频率若入射光改为左旋圆偏振光，结果只是使叫前的符号改变，即有Ne 2 / m£n 2 = 1 + 0—L (3 一3 )2 一320L17)因此，电子振荡的复振幅为对比无磁场时的色散公式“ Ne 2 / m£ n2 = 1 + 0① 2 20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 有频率由叫变成叫土叫，这正对应于吸收光谱的塞曼效应；二是由于 叫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O接近叫时，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，近似有由式n2 — n2 n - n q —R lL R 2 n5)得到将式0 兀d = 1（nR — nL）19）代入上式得到19)20)21)0 兀 n2 — n2 = •—R Ld 尢 2n将式16）、式（17）、式（18）代入上式得到0 — Ne 3®2 1 (22)—= • • Bd 2cm2£ n (®2 —®2)2 00由于®2 <

为起偏器同检偏器的透光轴之间夹角a =0或a二兀时的输出 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 .4），则调制励磁线26)圈所产生的正弦交变磁场B二B0sin®t，能够使磁光调制晶体产生交变 的振动面转角e=e 0sinot，e0称为调制角幅度此时输出光强由式（25） 变为I = 10 cos2 (a +e) = 10 cos2 (a + e° sin ®t)由式（26）可知，当a—定时，输出光强/仅随e变化，因为e是受 交变磁场B或信号电流/=/0sinot控制的，从而使信号电流产生的光振动面旋转，转化为光的强度调制，这就是磁光调制的基本原理调钊按固楼.光逢和磊岸起倚器图 4 磁光调制装置低颉交洗倍号根据倍角三角函数公式由式（26）可以得到2I o1+cos2(a+0)]27)显然，在0

时，光强调制幅度最大A 二I sin29 （32）max 0 0所以，在做磁光调制实验时，通常将起偏器和检偏器透光轴成45角放置，此时输出的调制光强由式(27)知J/ 如In2e) (33)当0=90时，即起偏器和检偏器偏振方向正交时，输出的调制光强由 式( 26)知I = I sin2 e 0=90 0( 34) 当0=0即起偏器和检偏器偏振方向平行时，输出的调制光强由式(26 知I = I cos2 e a= 0 0( 35)若将输出的调制光强入射到硅光电池上，转换成光电流，在经过 放大器放大输入示波器，就可以观察到被调制了的信号当0=45时， 在示波器上观察到调制幅度最大的信号，当0=0或0=90在示波器 上可以观察到由式(34)和式(35)决定的倍频信号但是因为e — 般都很小，由式(34)和式(35)可知，输出倍频信号的幅度分别接 近于直流分量0或卜四．实验仪器与装置 半导体激光器及其电源，电磁铁，样品，偏振片，小角度摆幅装置， 测角仪，光电接受器，电源，特斯拉计，导轨，支架等 五．实验步骤1. 首先在光具座的滑上放置好激光器和光电接。