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8磁光效应解析
8、磁光效应
磁光效应是指处于磁化状态的物质与光之间发生相互作用而引起的各种光学现象。
包
括法拉第效应、克尔磁光效应、塞曼效应和科顿-穆顿效应等。
这些效应均起源于物质的磁化,反映了光与物质磁性间的联系。
笔者认为这些磁光效应实验进一步说明光子具有电磁质量。
一)、“法拉第效应”
1845年M.法拉第发现,当线偏振光在介质中传播时,若在平行于光的传播方向上加一
乘积成正比,即e=VBI,比例系数V称为费尔德常数,与介质性质及光波频率有关。
偏转
方向取决于介质性质和磁场方向。
上述现象称为法拉第效应或磁致旋光效应。
该效应可用来
在光谱研究中,可借以得到关
分析碳氢化合物,因每种碳氢化合物有各自的磁致旋光特性;于激发能级的有关知识;在激光技术中可用来隔离反射光,也可作为调制光波的手段。
因为磁场下电子的运动总附加有右旋的拉穆尔进动,当光的传播方向相反时,偏振面
是很重要的。
许多微波、光的隔离器、环行器、开关就是用旋转角大的磁性材料制作的。
他作了许多
法拉第是很熟悉借助于偏振光来研究产生在透明固体中的协变的方法的。
实验,希望发现偏振光在通过内部存在着电解导电或介电感应的媒质时所受到的某种作用。
然而他并没有能找到任何这种作用,尽管实验是用按照最适宜发现拉力的效应的方式装置起
验,但是没有发现由电解电流或静电感应引起的对光的任何作用。
在他的《实验研究》的第十九组中。
我们将把法拉第的发现取作我们有关磁的本性的进一步探索的出发点。
从而我们将描述一下他所观察到的现象。
一条平面偏振的光线从一种透明的抗磁性媒质中通过;当从媒质中出来时,用一个检偏器截断它的路程,以测定它的偏振面。
然后加上一个磁力,使透明媒质中的磁力方向和光线的方向相重合。
于是光立即重新出现,但是如果把检偏器转过某一角度,光就又被截断。
这就表明,磁力的效应就是使偏振面以光
线方向为轴而转过一个确定的角度,这个角度为了截断光线而必须使检偏器转过的那个角度
是从它的原始位置开始而连续变化的。
(2)磁力在光线方向上的分量。
(3)转动角的大小依赖于媒质的种类。
当媒质是空气或任何其他气体时,还没有观察到任何的转动。
这三点说法
被包括在一个更普遍的叙述中,那就是,旋转角在数值上等于光线从进入媒质的一点到离开
媒质的一点的矢势增量乘以一个系数,而对抗磁性媒质来说,这个系数通常是正的。
在抗磁性物质中,偏振面被转向的方向(一般说来)和一个电流的正方向相同,那个电
会产生磁力的电流运行方向相反。
这就表明,铁磁性物质和抗磁性物质的区别不仅仅起源于
反。
磁的或铁磁的磁化率。
事实上,抗磁性物质中的旋转为正而铁磁性物质中的旋转为负这一法
则。
是有例外情况的,因为中性的铬酸钾是抗磁性的,但它却引起负旋转。
也存在另外一些物质,他们不依赖于磁力的施加就能在光线通过物质时使偏振面向左或
向右旋转。
在某些这种物质中,性质依赖于一个轴,例如在石英的事例中就是如此。
在另
些物质中,性质并不依赖于光线在媒质中的方向,例如在松节油、糖溶液等等中就是如此。
然而,在所有这些物质中,如果任何一条光线的偏振面在媒质中是像一个右手螺旋那样地扭
来,旋转的方向相对于观察者来说都是相同的。
当光线的方向反向时,旋转在空间中的方向
当然也会反向。
但是当旋转是由磁作用引起的时,它在空间中的方向却不论光是向南还是向
北传播都是相同的。
如果媒质属于正类,则旋转方向总是和产生或将会产生实际的磁场状态
旋转是由磁作用引起的时,旋转就会加倍。
当旋转只依赖于媒质的种类(而不依赖于光线的
方向),就像在松节油等等中那样时,光线在被反射而回到媒质中再从媒质中出来时,它的
偏振将是入射时在相同的平面上的,第一次通过时的旋转将在第二次通过时被恰好倒了回
解释作些准备。
运动学中的一个众所周知的定理就是,
两个振幅相同、振动周期相同、在同一平面上但
周期等于圆周振动的周期,它的振幅等于圆周振动的振幅的两部,它的方向是两个点的连线,
那就是在同一圆周上沿不同方向描述圆周运动的两个质点即将相遇的两个点。
因此,如果一
个圆周运动的周相被加速,则直线振动的方向将沿着圆周运动的方向转过一个等于周相加速
度的二分之一的角。
也可以通过直接的光学实验来证明,两条沿相反方向而圆偏振的强度相
同的光线,当合并在一起时就变成一条平面偏振的光线,
而且,如果其中一条圆偏振光线的
周相由于任何原因被加速了,则全光线的偏振平面会转过一个等于周相加速度之一半的角
度。
因此我们可以表示偏振面的旋转现象如下:
有一条平面偏振光线射在媒质上。
这条光线
和两条圆偏振光线相等价,其中一条是右手圆偏振的,而另一条是左手圆偏振的(对观察者
而言)。
通过了媒质以后,光线仍然是平面偏振的,但在两条圆偏振光线中,右手圆偏振的
那一条的周相一定是在通过媒质时相对于另一条而被加速了。
换句话说,右手圆偏振的光线曾经完成了更多次数的振动,
从而在媒质内部比周期相同
的左手圆偏振的光线具有较小的波长。
现象的这种叙述方式是和任何光的学说都无关的,
为虽然我们使用了波长、圆偏振等等的在我们头脑中可能和某种形式的波动学说相联系的术
语,但是推理过程却和这种联系无关而只依赖于被实验证明了的事实。
其次让我们考虑其中一条光线在某一给定时刻的位形。
每时刻的运动都是圆周运动的任
何波动,都可以用一个螺纹线或螺旋来代表。
如果让螺旋绕着它的轴线旋转而并不发生任何
纵向运动,则每一个粒子都会描述一个圆,而与此同时,波动的传播则将由螺旋纹路上位置
相似的各部分的表现纵向运动来代表。
很容易看到,如果螺旋是右手的,而观察者是位于波
动所传向的一端的,则在他看来螺旋的运动将显得是左手的,也就是说,运动将显得是逆时
针的。
因此,这样的一条光线曾经被称为一条左手圆偏振的光线;
这名称最初起源于一些法
国作者,现在已经在整个的科学界都通行了。
一条右手圆偏振的光线可以按相似的方式用一个左手螺旋来表示。
右侧的右手螺旋线A
表示一条左手圆偏振的光线,而左侧的左手螺旋线B则表示一条右手圆偏振的光线。
现在让
我们考虑在媒质内部具有相同波长的两条这样的光线。
他们在一切方面都是几何地相似的,
只除了其中一条是另一条的“反演”,即有如另一条在镜子里的像一样。
然而,其中一条,
譬如说是A,却比另一条具有较短的旋转周期。
如果运动完全起源于由位移所引起的力,那
么这就表明,当位形像A那样时,由相同的位移引起的力要比位形像B那样时大一些。
因此,
在这一事例中,左手光线将相对于右手光线而被加速,而且不论各光线是从北向南还是从南
向北行进,情况都将是这样的。
因此这就是松节油等等引起的那种现象的解释。
在这些媒质
中,当位形像A那样时,由一条圆偏振光线所造成的位移将比位形像B那样时引起较大的恢
复力。
于是这些力就只依赖于位形,而不依赖于运动的方向。
”
但是,各物体的性质是可以定量地测量的。
因此我们就得到媒质的数据,
例如一种扰
动通过媒质而传播的那一速度的数值,而这一速度是可以根据电磁实验来算出的,
也是在光
的事例中可以直接观测的。
如果居然发现电磁扰动的传播速度和光的速度相同,
而且这不但
在空气中是如此,在别的透明媒质中也是如此,则我们将有很强的理由相信光是
种电磁现
象,而且光学资料和电学资料的组合也将产生一种关于媒质之实在性的信念,
和我们在其他
种类的物质的事例中通过感官资料的组合而得到那种信念相似。
”[见《电磁通论》第二十
章,光的电磁学说的第三自然段。
]
二)、克尔磁光效应
1876年由J.克尔发现,入射的线偏振光在已磁化的物质表面反射时,振动面发生
旋转的现象,克尔磁光效应分极向、纵向和横向三种,分别对应物质的磁化强度与反射表
面垂直、与表面和入射面平行、与表面平行而与入射面垂直三种情形。
极向和纵向克尔磁
光效应的磁致旋光都正比于磁化强度,一般极向的效应最强,纵向次之,横向则无明显的
磁致旋光。
克尔磁光效应的最重要应用是观察铁磁体的磁畴。
不同的磁畴有不同的自发磁
化方向,引起反射光振动面的不同旋转,通过偏振片观察反射光时,将观察到与各磁畴对
应的明暗不同的区域。
用此方法还可对磁畴变化作动态观察。
三)、科顿-穆顿效应
1907年A.科顿和
H.穆顿首先在液体中发现,光在透明介质中传播时,若在垂
直于光的传播方向上加一外磁场,
则介质表现出单轴晶体的性质,光轴沿磁场方向,主折射
率之差正比于磁感应强度的平方。
此效应也称磁致双折射。
W•佛克脱在气体中也发现了同样
效应,称佛克脱效应,它比前者要弱得多。
当介质对两种互相垂直的振动有不同吸收系数时,
就表现出二向色性的性质,称为磁二向色性效应。
四)刘武青旋光效应
早在20世纪初,
人们就已经有了圆偏振光能够输运角动量以致引起旋转的概念。
坡印亭(J.H.Poynting)
于1909年将光与力学系统进行类比后,认为圆偏振光具有角动
量。
5年后,爱泼斯坦
(P.S.Epstein)通过计算波作用在各向异性介质中感应电偶极子上
的力,精确地得到引起旋转的力偶。
如果假设引起光偏振的系统由波和起偏晶片组成,
这个系统当然应符合角动量守恒这一普遍规律,所以,必须承认电磁波也具有角动量,
而且它的变化与晶片的角动量变化相反。
具体地说,光有三类:
不旋转的、左向旋转的
和右向旋转的光。
1936年,首先是美国人贝思(Beth),紧接着美国人霍尔朋(Holbourn)
从实验上证明了上述结论的正确性。
他们设计了一个圆筒型的暗箱,用一根极细的石英
丝将一系列的波片和平面镜悬挂在暗箱中。
将一束圆偏振光射入暗箱,结果发现波片发
生了偏转。
上述实验虽然验证了光线具有角动量,但是由于可见光和近红外光的频率大
于1014赫,所以合力矩极小。
即使在实验中采用扭转系数很小的扭丝,如石英细丝,
这个偏转角也只不10-3弧度。
对这么小的变化进行定量测量,在当时几乎是不可能的。
波。
20世纪40年代,随着雷达技术的发展,射频波成为了理想的光源。
它的波长要比
我们眼睛能看到的可见光波长要大上千倍,作为有别于以前的新光源相当理想。
意大利
科学家卡拉拉(Carrara)于1949年利用射频波很容易地完成了定量测量光角动量的实
验,他采用的装置类似于贝思的,只不过将波片替换成能吸收射频波的器件。
当然,我
P=hw/2n(h为普朗克常
们今天已经清楚地知道,光的能量传播以光子形式进行,能量
量),因而它同时带有P/w=h/2n的角动量。
我们采用右手螺旋法则,定义沿磁场方向
右手旋进的光为+偏振,反之为-偏振,角动量为零的是n线偏振光。
而在当初,得到这样定量的结果相当不容易。
光具有角动量这一性质最终被应用于实际
研究中,人们通过它得到原子、分子等的能级结构、能级寿命、电子的组态、分子的几
何形状、化学键的性质、反应动力学等多方面物质结构的知识。
中国的刘武青先生发现光通过旋转透明介质,对光电池产生的电流、比光通过静止
的透明介质时的要大,同时光波长也会发生变化。
这一现象称为刘武青旋光效应。
早在20世纪初,人们就已经有了圆偏振光能够输运角动量以致引起旋转的概念。
坡印亭(J.H.Poynting)于1909年将光与力学系统进行类比后,认为圆偏振光具有角动量。
5
年后,爱泼斯坦(P.S.Epstein)通过计算波作用在各向异性介质中感应电偶极子上的力,精
然应符合角动量守恒这一普遍规律,所以,必须承认电磁波也具有角动量,而且它的变化与晶片的角动量变化相反。
具体地说,光有三类:
不旋转的、左向旋转的和右向旋转的光。
1936
年,首先是美国人贝思(Beth),紧接着美国人霍尔朋(Holbourn)从实验上证明了上述结论的
上述实验虽然验证了光
正确性。
他们设计了一个圆筒型的暗箱,用一根极细的石英丝将一系列的波片和平面镜悬挂
在暗箱中。
将一束圆偏振光射入暗箱,结果发现波片发生了偏转。
实验中采用扭转系数很小的扭丝,如石英细丝,这个偏转角也只不10-3弧度。
对这么小的变
化进行定量测量,在当时几乎是不可能的。
增大作用力矩的有效办法之一就是增大光线的
作为有别于
波成为了理想的光源。
它的波长要比我们眼睛能看到的可见光波长要大上千倍,
以前的新光源相当理想。
意大利科学家卡拉拉(Carra⑻于1949年利用射频波很容易地完成
了定量测量光角动量的实验,他采用的装置类似于贝思的,只不过将波片替换成能吸收射频
波的器件。
-偏振,角动量为零的是n线偏振光。
而在当初,得到这样定量的结果相当不容
能量P=hW/2n(h为普朗克常量),因而它同时带有P/w=h/2n的角动量。
我们采用右手
中,人们通过它得到原子、分子等的能级结构、能级寿命、电子的组态、分子的几何形状、化学键的性质、反应动力学等多方面物质结构的知识。
(五)塞曼效应
产生光谱的光源置于足够强的磁场中,磁场作用于发光体,使其光谱发生变化,一条谱线
即会分裂成几条偏振化的谱线,这种现象称为塞曼效应,塞曼效应的实验证实了原子具有
(H.A.Lorentz)共享诺贝尔物理学奖金。
至今,塞曼效应仍然是研究原子内部能级结构
的重要方法。
本实验通过观察并拍摄Hg(546.1nm)谱线在磁场中的分裂情况,测量其裂
距并计算荷质比m。
由于外磁场对电子的轨道磁矩和自旋磁矩的作用,或使能级分裂才
产生的。
其中谱线分裂为2条(顺磁场方向观察)或3条(垂直于磁场方向观察)的叫正常塞
曼效应;3条以上的叫反常塞曼效应。
在定强度的磁场中,分裂后谱线的间隔与磁场强度
成正比;谱线成分沿磁场方向观察是左、右圆偏振光,而沿垂直磁场方向观察是互相垂
洛仑兹理论的谱线分裂现象称为正常塞曼效应,而将其它不符合洛仑兹理论的谱线分裂
现象称为反常塞曼效应。
量子力学理论能够全面地解释塞曼效应。
实验原理
1.谱线在磁场中的能级分裂
对于多电子原子,角动量之间的相互作用有LS耦合模型和JJ耦合某型。
对于LS耦合,
而每个
电子之间的轨道与轨道角动量的耦合作用及电子间自旋与自旋角动量的耦合作用强,
电子的轨道与自旋角动量耦合作用弱。
量子数,B为玻尔磁子,B为磁感应强度,g是朗德因子。
朗德因子g表征原子的总磁矩和
能级E1和E2之间的跃迁产生频率为
v的光,hv=E2-E1,在磁场中,若上、下能级
都发生分裂,新谱线的频率V'与能级的关系为
hv'=(E2+AE2)-(E1+占巳)=(E2-EJ+(AE2-AEJ=hv+(M2g2-M1g1)PBB
分裂后谱线与原谱线的频率差为
kBB
△v=V-v'=(M202-M1gj
h
代入玻尔磁子"B
-eh
4兀m,得到
e
△v=(M2g2-M1g1)4兀mB
等式两边同除以C,可将式(4)表示为波数差的形式
e
也b=(M2g2—皿⑼)B
4兀me
L亠
4兀me
(6)
(7)
3=(M2g2—M1g1)L
L称为洛伦兹单位,
L=BX46.7md
塞曼跃迁的选择定则为:
AM=0,为n成为,是振动方向平行于磁场的线偏振光,只在
垂直于磁场的方向上才能观察到,平行于磁场的方向上观察不到,但当也J=0时,M2=O
到M1=0的跃迁被禁止;^M=±1,为b成分,垂直于磁场观察时为振动垂直于磁场的
2.1.1-1中。
在
以汞的546.1nm谱线为例,说明谱线分裂情况。
波长546.1nm的谱线是汞原子从{6S7S}3Si到{6S6P}3F2能级跃迁时产生的,其上下能级有关的量子数值列在表
磁场作用下能级分裂如图2.1.1-1所示。
可见,546.1nm—条谱线在磁场中分裂成九条线,垂直于磁场观察,中间三条谱线为n成分,两边各三条谱线为b成分;沿着磁场方向观察,
n成分不出现,对应的六条b线分别为右旋圆偏振光和左旋圆偏振光。
若原谱线的强度为
100,其他各谱线的强度分别约为75、37.5和12.5。
在塞曼效应中有一种特殊情况,上下
能级的自旋量子数S都等于零,塞曼效应发生在单重态间的跃迁。
此时,无磁场时的一条谱
线在磁场中分裂成三条谱线。
其中AM=±1对应的仍然是b态,△M=0对应的是n态,
B
。
由于历史的原因,称这种现象为正常
Act=L=
分裂后的谱线与原谱线的波数差4;imc
塞曼效应,而前面介绍的称为反常塞曼效应。
*2.1.1
5
L
0
1
1
1
1
2
1
2
j3/2
M
1
0
-1
2
1
0
7
-2
2
0
=2
3
3/2
0
-3/2
E3
5*0
Tzr
¥二二JL
0L
T
2
0
=2
100
75|75
3
3/2
0
=3/2
-3
叫5)血5
7575
图2*1.1-1Flg(546Uiim)谱线在磁场中的分裂
实验方法
Aa=扎2己^。
波长扎=5天10二口的谱
观察塞曼分裂的方法
塞曼分裂的波长差很小,波长和波数的关系为
线,在B=1T的磁场中,分裂谱线的波长差只有10-11m要观察如此小的波长差,用一般的棱
镜摄谱仪是不可能的,需采用高分辨率的仪器如法布里
-玻罗标准具(简称F-P标准具)。
F-P标准具是由平行放置的两块平面玻璃或石英板组成的,
在两板相对的平面上镀有较
高反射率的薄膜,为消除两平板背面反射光的干涉,每块板都作成楔形。
两平行的镀膜平面
中间夹有一个间隔圈,用热胀系数很小的石英或铟钢精加工而成,用以保证两块平面玻璃之
间的间距不变。
玻璃板上带有三个螺丝,可精确调节两玻璃板内表面之间的平行度。
标准具的光路如图2.1.1-2所示。
自扩展光源S上任一点发出的单色光,射到标准具板
的平行平面上,经过Mi和M2表面的多次反射和透射,分别形成一系列相互平行的反射光束
1,2,3,4,…和透射光速1',2',3',4',…在透射的诸光束中,相邻两光束的光
程差为△=2ndcos日,这一系列平行并有确定光程差的光束在无穷远处或透镜的焦平面上
成干涉像。
当光程差为波长的整数倍时产生干涉极大值。
般情况下标准具反射膜间是空气
介质,n止1,因此,干涉极大值为
2dcos日=
(8)
K为整数,称为干涉级。
由于标准具的间隔d是固定的,
在波长入不变的条件下,不同的
干涉级对应不同的入射角0,因此,在使用扩展光源时,
F-P标准具产生等倾干涉,其干涉
条纹是一组同心圆环。
中心处0=0,cos0=1,级次K最大,
K=2d
'、max
几。
其他同心圆亮
环依次为
图2J,l-2标淮具光路图
F亠P标准具等傾干涉图
(m-1)级亮环重叠,则有
将形成各自的圆环系列。
对同一干涉级,波长大的干涉环直径小,
入1和入2的波长差逐渐加大,使得入1的第m级亮环与入2的第
2dcos&=mk1=(m-1)k2
AA=/^2—打
2d
m
因此
"5
2d
近似可认为人扎2
2-.2
=抑=/-2
用波数差表示
d的标准具中,若入射
Aa或定义为标准具的自由光谱范围。
它表明在给定间隔圈厚度
光的波长在kn入之间(或波数在b+ACT之间),所产生的干涉圆环不重叠。
若
被研究的谱线波长差大于自由光谱范围,两套花纹之间就要发生重叠或错级,给分析辨认带
来困难。
因此,在使用标准具时,应根据被研究对象的光谱波长范围来确定间隔圈的厚度。
定义也A为光谱仪的分辨本领,对于F-P标准具,分辨本领
(10)
K为干涉级数,N为精细度,它的物理意义是在相邻两个干涉级之间能够分辨的最大条纹数。
N依赖于平板内表面反射膜的反射率R,
nJ你
(11)
1-R
反射率越高,精细度越高,仪器能够分辨的条纹数就越多。
为了获得高分辨率,R一般在90%
式(10)得
可见F-P标准具是一种分辨本领很高的光谱仪器。
正因为如此,它才能被用来研究单个谱线
加上反射膜层的不均
的精细结构。
当然,实际上由于F-P板内表面加工精度有一定的误差,匀以及有散射耗损等因素,仪器的实际分辨本领要比理论值低。
测量塞曼分裂谱线波长差的方法
应用F-P标准具测量各分裂谱线的波长或波长差是通过测量干涉环的直径来实现的,
代入式(8)得
(14)
2
可见也D是与干涉级次无关的常数。
和(14)
r2r2
Db—Da
设波长入a和入b的第K级干涉圆环的直径分别为B和D,由式(13)
ka-S—D:
)JDDb~Da2吟
4fKVdK4-Dk丿k
代入,得
Db2-Da、
1ID^-D2
用塞曼分裂计算荷质比
对于正常塞曼效应,分裂的波数差为
代入测量波数差公式(16),得
e2兀c[D;-D;
■22
mdBJDk斗—Dk丿
用同样的方法也可计算电子荷质比。
实验内容
rrrjTn
丰
TL,
图2,1,1^4«曼效应实脸装a图
实验装置如图
2.1.1-4所示。
0为光源,实验中用水银辉光放电管,其电源用交流220V通过自耦变压器用来调节放电管两端电压,从而调节放电管的亮度。
NS为电磁铁的磁极,电磁铁用直流电源供电。
调节通过的电磁铁线圈的电流可改变
磁感应强度B,磁感应强度可用高斯计来测量。
Li为会聚透镜,使通过标准具的光强增强。
P为偏振片,用以鉴别偏振方向。
F为透射
干涉滤光片,根据实际波长选择
F-P标准具。
L2为成像透镜,使F-P标准具的干涉纹成像在
JI
暗箱的焦平面上。
K为1/4波片,
波片上箭头指示的方向为慢轴方向,
给圆偏振光以附加的2相位差,使圆偏振光变成线偏振光。
K与P配合用以鉴别圆偏振光的旋向。
L3、L4分别为望
远镜的物镜和目镜,用作观察干涉环纹。
仔细调节F-P标准具到最佳分辨状态,即要求两个镀膜面完全平行。
此时用眼睛直接观
察F-P标准具,当眼睛上、下、左、右移动时,圆环中心没有吞吐现象。
2.
2.
垂直于磁场方向观察塞曼分裂
用间隔圈厚度d=2mm的F-P标准具观察Hg546.1nm谱线的塞曼分裂,
并用
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