各向异性特异介质中gouy位相的研究

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1、#各向异性特异介质中Gouy位相的研究**张露佳，崔海旭，陈璟（南开大学物理科学学院，天津300071）5摘要：Gouy位相的机制一直受到广泛关注，存在一定争议。本文考虑各向异性特异介质中特殊的电磁响应，借以研究讨论Gouy位相的特殊性质和机制。发现各向异性特异介质中光束的Gouy相移显示出了非凡的特性，可以基于材料中电磁波的超常色散关系来进行简单阐释。研究表明了Gouy位相的确是来源于量子受限效应。10关键词：Gouy相移；各向异性；特异介质中图分类号：StudyonGouyphaseinanisotropicindefinitemetamate

2、rialsZHANGLu-Jia,CUIHaixu,CHENJing15(SchoolofPhysics,NankaiUniversity,Tianjin300071,China)Abstract:WestudytheGouyphaseshiftofelectromagneticbeamsinmetamaterials.Withtheanisotropicindefiniteelectromagneticresponseinthemetamaterials,Gouyphaseisshowntodisplayextraordinarycharacte

3、ristics.Asimpleinterpretationisproposedbyconsideringtheunusualdispersionrelationoftheelectromagenticwavesinthemetamaterials.Thesatisfactory20fittingofGouyphasefromtheexpectationvalueoftheaxialpropagationconstantprovesthatitisaquantumconfinmenteffect.Keywords:Gouyphaseshift;ani

4、sotropic;metamaterials0引言25自1890年被法国物理学家L.G.Gouy发现以来，Gouy位相就受到广泛关注。Gouy相移指的是会聚波（包括光波、声波、密度波等）经过其束腰时产生的轴向相移。这种相位异[1]常效应有着广泛的应用。比如，它决定了激光腔中横模的谐振频率、影响非线性谐波产生[2][3]效率、可以应用于操纵多维光子量子态等。Gouy相移的成因也已经吸引了相当大的关注，[4-7]不过不同的学者把它的成因归于多种原因，依然存在很大的争论。30在自由空间和普通各向同性介电材料中光场的Gouy相移已经被广泛研究。各向同性左[

5、8]手特异介质中的情况也已经被讨论，在这种情况中拉盖尔-高斯光束的传输动力学行为被证明发生了反转。然而，具有各向异性电磁响应的媒质中的情况并没有被充分研究。这种媒[9]质，定义为各向异性特异材料，代表了一种比自由空间和普通各向同性介电材料更加有代表性的一类情况。由于其支持常见材料中不可能出现的麦克斯韦方程的解，因此赋予我们发35现新奇光学现象的机会。而且由于对光波的色散关系附加了更多地自由度，通过探究各向异性特异材料中光场Gouy相移的特性，让我们可以深入的探究Gouy相移的产生机理。[10]本文汇报了我们对各向异性特异介质中Gouy相移的一些反常

6、特性的研究，包括沿着传播方向相反的变化趋势、与动力学相位的同相变化等。这些看似反常的特性与自由空间和普通介质中形成了鲜明对比。对于这种由光束在各向异性特异材料中色散关系产生的特性，[10]40我们提出了一种简单的阐释，表明这些特性影响了轴向传播常数的预期值。该工作阐明了各向异性特异材料中有趣的光学现象和其中蕴含的Gouy相移的物理原理。基金项目：高等学校博士学科点专项科研基金博导类(NO.20110031110005)作者简介：张露佳，女，南开大学本科生通信联系人：陈璟，男，南开大学物理科学学院教授.E-mail:jchen4@nankai.edu

7、.cn11光束的传输动力学[9]首先，让我们考虑各向异性特异介质，假设其介电张量和磁响应张量已同时对角化xx()()()(1)yyzz()45由于我们更关注其中蕴含的物理规律，所以这里我们可以忽略损耗，假定所有对角元素都是非零的实数。考虑最简单的一种情况，即一束角频率为，沿z方向传播的二维光束，磁场r极化沿y方向，即HyHxz(,)exp(izit)。代入麦克斯韦方程组，让最终针对H的方程左右相等，我们可以得到k(2)0xy50这时，麦克斯韦方程组的最终表现形式为22HHHx20i

8、(3)22zxzz[8,9]其中，方程（2）定义的传播常数与特异材料中波矢的定义一致。真空中波矢的定义为k