坐标变换在光学材料中的应用

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1、坐标变换在光学材料中的应用李世超摘要：本文从书中晶体部分的坐标变换开始讨论，解释其在化简张量过程中的作用。而后从线性变换延伸到一般坐标变换，介绍坐标变换思想在新型光学材料中的应用，并举出经典例子，最后讨论有关逆介电张量示性面是折射率椭球的问题。说到坐标变换，我们最先想到的是什么？也许我们中的很多人首先想到用它来化简具有复杂形式的事物，比如用变量之间的关系把一个复杂的偏微分方程化简成简单的形式，再比如把我们所在的惯性参考系变换到一个非惯性的参考系，以简化复杂物体的运动。我们在光学晶体部分也同样利用了坐标变换的简化功能，用其化简了很多张量。这里我认为不能忽

2、视诺伊曼原理的作用，因为书中化简张量的过程有以下暗含的逻辑：晶体的几何对称要素包含在物理性质的对称性之中（诺伊曼原理），而晶体张量反映晶体的物理性质，那么经过相应对称变换后的晶体张量应该不变。这里用一个例子来解释一下。假设晶体在Z方向有一个四次轴，那么晶体绕Z方向旋转90°之后，它与旋转之前对于当前坐标系是没有区别的，其在当前坐标系下的张量应当是不变的。这样的思想我们怎么用数学语言描述呢？这里坐标变换的方法给我们提供了方便。下图均是俯视图，在(a)中我们要观察的A点坐标是（1,0）；图（2）把整个晶体顺时针旋转90°后其坐标变成了（0，-1）；图（3）

3、则把xy坐标系逆时针旋转90°，即作一个旋转变换成为x’y’坐标系，这时A点的坐标在新的坐标系下也为（0，-1）。可以说，如果忽略x’y’的撇号，我们可以认为旋转材料和旋转坐标系是等价的。因此，我们对原坐标系进行旋转变换之后，就意味着材料进行了旋转，所得的张量应该不变。以压电张量为例，进行上述变换坐标之间满足关系《光学材料与元件制造》,叶辉,394页：x'y'z'=01-1000001xyz而新坐标系下的晶体的压电系数满足：dijk'=aikajlakmdklm这里aij是变换矩阵的元素，可以说确定对称变换之后我们只能得到上式，而进一步能让我们化简张量

4、的，是由诺伊曼原理：dijk'=dijk这样张量元素之间的关系才被联系起来，从而实现了化简的功能。请注意，到这里我们接触的坐标变换都是线性的，数学上它们满足可加性和齐次性：(1)a11a12a21a22a13a23a31a32a33x1y1z1+x2y2z2=a11a12a21a22a13a23a31a32a33x1y1z1+a11a12a21a22a13a23a31a32a33x2y2z2(2)a11a12a21a22a13a23a31a32a33kx1y1z1=ka11a12a21a22a13a23a31a32a33x1y1z1，k是一个常数在几何

5、上它们满足线性性质，也就是旧坐标空间中的一条直线在新坐标空间中仍然是一条直线。然而，一般的坐标变换并不一定是线性的，正是因为这种非线性的特殊作用，又衍生出了近年的研究热点——变换光学（Transformationoptics）和超材料（Metamaterial），为光学材料的发展提供一种新思路。光在不同坐标系下的传播规律由麦克斯韦方程在不同坐标系下的形式决定。设变换前后的坐标矢量为：x'=x1'x2'x3',x=x1x2x3它们用变换函数相联系：x'=trans(x)注意这里的变换不一定是线性的，原坐标系里的一条直线在新坐标系里也许就是曲线。为了更清楚

6、地展示，这里用二维变换的例子说明。假设xy平面变换到x’y’平面，某些点的旧坐标和新坐标如下表：(x,y)(1,1)(2,2)(3,3)(4,4)(5,5)(x’y’)(2,4)(3,9)(4,16)(5,25)(6,36)这个简单的变换可以由x’=x+1,y’=x'2决定,变换前后的曲线如下图：如果我们把变换前后的线理解为光的传播轨迹，那么这就说明一个空间中光的复杂轨迹可以用坐标变换转换成另一个空间的直线传播，这给我们任意控制光的方向提供了理论工具。如果我们变换前后的两个空间中的介质参数满足一定关系，那么我们就能根据原空间（光直线传播的空间）的材料（

7、均匀介质）计算出新空间的材料，实现在新空间中对光的控制。这正是光学隐身材料和其它电磁波控制材料的重要思想，这种计算出的新材料，也就是所谓的metamaterial，成为了一些研究者致力于实现的目标。幸运的是，理论上变换前后这种材料之间的关系确实是存在的Oncloakingforelasticityandphysicalequationswithatransformationinvariantform。变换前后坐标中的麦克斯韦方程具有形式不变性，对一个单色光波而言，在变换前有麦克斯韦方程：∇×E+iωμH=0,∇×H-iωεE=0在新坐标系中也可以获得如

8、上形式的关系：∇×E'+iωμ'H'=0,∇×H'-iωε'E'=0只要满足μ'=AuATA,