Jelen fejezet anyagának tanulmányozása előtt ismerni kell a teljes elektromágneses spektrumot (ld.OK-2 - Az elektromágneses spektrum). A fejezet megértéséhez alapvető algebrai és trigonometriai ismeretekre is szükség van. A differenciálegyenletek és a Fourier analízis ismeretében természetesen még jobban megérthetők a leírt folyamatok. A fény és anyag kölcsönhatás részletes vizsgálatához az elektromágnesség ismerete is szükséges.

Hogy az optikai kommunikációban használatos eszközöket és fogalmakat megbeszélhessük, ismernünk és értenünk kell néhány optikai alapelvet. Ebben a fejezetben áttekintjük azokat, amelyekre a későbbiekben szükségünk lesz.

Miért úgy viselkedik a fény, ahogy? Hosszú-hosszú ideje próbálták már ezt a kérdést megválaszolni. Az egyik legrégibb elméletet a nagy görög filozófus, Démokritosz (i.e. 470-378) állította fel. Szerinte a fény számos, végtelenül kicsiny atomból áll. Mintegy 500 évvel később a szintén görög Hero könyvet írt a tükrökről és a visszaverődés törvényéről, megalkotva ezzel a geometriai optika modelljét. Jóllehet ezután még számos elméletet kidolgoztak, a 17. századig valódi fejlődés nem történt.

Mint ismeretes, ha a fény két, optikailag eltérő tulajdonságú közeg határára érkezik, törést szenved. Bár az arabok táblázatos formában már rögzítették a beeső fénysugár különböző értékéhez tartozó törési szöget, s a szögfüggvényeket is ismerték, a két szög közötti összefüggést csak 1621-ben fedezte fel a holland matematikus, Snellius, ami a korábbiakhoz képest hatalmas áttörést jelentett.

Isaac Newton (1642-1727) nagymértékben továbbfejlesztette a fény korpuszkuláris elméletét, valamint felfedezte és tanulmányozta a diszperziót. Az optikai jelenségek különféle fényrészecskékkel való magyarázata azonban később tévedésnek bizonyult. Newtonnal egy időben Huygens (1629-1695) holland fizikus a fényjelenségeket úgy értelmezte, hogy a fényt hullámnak tételezte fel. Sok tekintetben ezt a modellt még ma is alkalmazzuk. A fény természetét azóta is sok fizikus vizsgálta, mint pl. Compton (1892-1962), deBroglie (1892-1987) vagy Albert Einstein (1879-1955). Einstein felelevenítette Démokritosz részecskeelméletét, mely bizonyításához Compton lényegesen hozzájárult a foton felfedezésével. Compton és deBroglie megmutatták, hogy a fény viselkedésének leírásához szükség van mind a hullám, mind a részecske modellre.

Az optikai jelenségek leírásához manapság három modellt használunk. Hogy mikor melyiket, azt praktikussági szempontok döntik el.

A geometriai optika úgy tekinti a fényt, mint a fényforrásból kiinduló fénynyaláb, vagy fénysugár, amely a térben egyenes vonalban terjed.

Fényforrásnak, közelebbről valódi, vagy elsődleges fényforrásnak nevezzük az önállóan világító testeket, mint pl. a Nap, izzólámpa, lézerdióda. Az olyan testeket, amelyek csak a rájuk eső fény hatására láthatók, és ezáltal szerepelhetnek fényforrásként, a másodlagos fényforrások (pl. Hold, vetítővászon, fal, ...stb.

Ha pl. sötét, dohányfüstös helyiségbe szűk nyíláson fényt vetítünk be, oldalról kéveszerű fényjelenséget látunk. Ez a fénynyaláb. A nyílást egyre szűkítve, a határeset elképzelésével jutunk a geometriai vonallal ábrázolható fénysugár idealizált fogalmához.

A fénysugár a fény útját jelöli, a fénynyaláb együtt haladó fénysugarak összessége.

A geometriai optika a fényt egyenes vonal mentén haladó fénysugárnak tekinti. Ez a modell jól használható a fénytörés és visszaverődés tárgyalására.

Tekintsünk egy fénysugarat, amely a fentiek szerint egyenes vonalban terjed mindaddig, amíg valamely test vagy eltérő közeg határfelületére nem érkezik. Ha a felület tükröző, a fénysugár visszaverődik. Sima felületről a visszaverődés tükrös, durva felületről diffúz. Az abba a pontba állított merőlegest, ahol a beeső fénysugár eléri a felületet, beesési merőlegesnek hívják. A beeső és a visszavert fénysugárnak a beesési merőlegessel bezárt szögét beesési illetve visszaverődési szögnek hívjuk.

Az ábrára tekintve könnyen megállapíthatók a fényvisszaverődés törvényei (Euklidesz, i.e. 300 körül):

Tökéletes tükörről az összes fény visszaverődik. A valóságban mindig vannak veszteségek, s a visszaverődött fény intenzitása csökken. A legnagyobb reflexiós tényezője az ezüstnek van (95%), ezt követi az alumínium (92%).

Ha a fény valamely átlátszó közeg határára érkezik, mint azt az előzőkben láttuk, akkor onnan a fény egy része visszaverődik, másik része pedig behatol a közegbe. A részleges visszaverődés jelenségét, amit a francia fizikus, Augustin Fresnel (1788-1827) vizsgált behatóan, tükröződésnek, vagy Fresnel reflexiónak hívják. Fresnel értékes munkát végzett a fény hullámelméletének kidolgozásában, s megalkotta a róla elnevezett lencsét, melyet a világítótornyokban használnak. A tükröződéssel később még részletesebben foglalkozunk az átviteli veszteségek tárgyalásakor.

Zárjon be a beeső fénysugár a felület normálisával alfa

szöget! Ha a fénysugár nem merőlegesen érkezik, azaz ha a beesési szög különbözik zérustól, a közegbe behatoló fénysugár haladási iránya megváltozik, és a beesési pontban a felületre bocsátott merőlegessel, a beesési merőlegessel béta

szöget bezárva folytatja útját.

A beesési és törési szögek közötti összefüggést Wilebrod Snell van Roinen (latinosan Snellius) (1591-1626) fedezte fel 1621-ben. Megállapította, hogy nem a szögekre, hanem azok szinuszaira mondható ki a törési törvény, melynek elméleti kidolgozásából René Descartes (1596-1650) is kivette a részét. A fénytörés törvényét ezért Snellius-Descartes féle törvénynek nevezzük, miszerint a beesési szög és a törési szög szinuszának hányadosa állandó. Ezt az állandót a közeg törésmutatójának (angolul index) nevezzük:

vákuum	1,000	ZnSiO₄	1,9 (cirkónium)
levegő	1,0003	SiO	2,0
víz	1,33	ZnS	2,3
MgF₂	1,384	gyémánt	2,4
SiO₂	1,4	TiO₂	2,6 (rutil)
üveg	1,5	Sb₂S₃	3,2
Al₂O₃	1,66	GaAs	3,5

A fénytörés oka az, hogy a fény a különböző közegekben különböző sebességgel terjed. Mint ismeretes, a fény vákuumban másodpercenként mintegy 300 ezer kilométert tesz meg. (A vákuumbeli fénysebesség szokásos jelölése c.) Ha a fény valamely átlátszó közegbe jut, abban kisebb, mondjuk c1 sebességgel tud csak haladni. Ezért azt is szokták mondani, hogy a közeg optikailag sűrűbb, mint a vákuum. Az n=c/c₁ hányadost az illető közeg vákuumra vonatkoztatott törésmutatójának nevezzük. A víz törésmutatója pl. n=1,33, mivel abban a fény csak 225 ezer km/s-os sebességgel halad.

Az optikai úthossz a fénynek a közegben megtett d útja, szorozva a közeg n törésmutatójával. Az így kapott érték megadja, hogy a fény mekkora utat tenne meg vákuumban ugyanannyi idő alatt, mint amennyi alatt a d távolságot befutja a kérdéses közegben.

A fénytörés létrejöttének szemléltetéséhez képzeljük el, hogy egy hosszú gerendát visz két személy, miközben ferdén letérnek az aszfaltozott útról a homokos talajra. Mivel a homokban csak lassabban lehet haladni mint az aszfalton, valamint nem egy időben érik el a homokos talajt, eltérülnek eredeti útirányuktól. Jelen példánkban a gerenda jelképezi a fény hullámfrontját. Az ábráról az is látszik, hogy a lassabb haladási sebesség (az apróbb lépések) miatt a hullámhossz a közegben megrövidül.

Megjegyezzük, hogy a Newton-i részecskemodell alapján a fénynek az optikailag sűrűbb közegben kellene gyorsabban haladnia. A fénysebesség mérések a hullámelméletet igazolták.

Ha a fény az optikailag ritkább közegből (pl. levegő) lép át a sűrűbbe (pl. víz), mint azt az ábrán a balról jobbra mutató egyszeresen nyilazott fénysugár mutatja, a törési szög mindig kisebb lesz a beesési szögnél

. Ha most a beesési szöget egészen 90 fokig növeljük (ld. kétszeresen nyilazott sugár), a törési szöggel elérkezünk egy

határig, a sin(90⁰) = 1 miatt:

A közegbe belépő fénysugár ennél nagyobb szöget nem zárhat be a beesési merőlegessel. Fordítsuk most meg képzeletben a fénysugár haladási irányát, és érkezzen a fény az optikailag sűrűbb közegből (ld. jobbról balra mutató nyilak) a beesési merőlegestől egyre nagyobb szög alatt! A törési törvény most is érvényben marad mindaddig, amíg a beesési szög növelésével a b' határszöget el nem érjük, mikor is a kilépő fénysugár mintegy "súrolja" a közeg felszínét. A béta szöget ugyan most minden akadály nélkül tovább növelhetjük (balra mutató háromszoros nyíl), de a fény többé már nem tud kilépni a közegből, hanem ilyenkor a határfelületen teljes visszaverődést szenved (Kepler, 1611). A

szöget ezért a teljes visszaverődés határszögének nevezzük A fényvezető szálak ezt a természettörvényt használják ki a fény csapdába ejtéséhez.

Ellentmondásnak tűnik, hogy a teljes visszaverődés függ azon közeg törésmutatójától, amelybe be sem lép a fény. A pontosabb vizsgálatok azt mutatják, hogy a valóságban a fény igen kis távolságon (egy-két hullámhossznyi mélységben) behatol a másik közegbe is, és fokozatosan fordul vissza a kiinduló közegbe, miközben a visszavert sugár egy kissé eltolódik, mert egy kevés utat abban is megtesz (Goos-Hänchen jelenség).

A fényvezető szálakban a teljes visszaverődéssel magyarázzuk a fény foglyul ejtését. A fenti jelenség azt mutatatja, hogy nem tudunk mindent maradéktalanul megmagyarázni a geometriai optika segítségével, valamint hogy a fény visszaverődésén alapuló eszközökben milyen nagy jelentősége van a határfelületek tulajdonságainak és minőségének. A fényvezető szálak esetében ezért nem is a szál felszínéről, azaz az üveg-levegő határfelületről történik a teljes visszaverődés, hiszen a legkisebb szennyeződés, vagy akár a szál érintése megváltoztatná a viszonyokat, hanem a nagyobb törésmutatójú mag és az azt körülvevő valamivel kisebb törésmutatójú héj határáról.

Mint már korábban említettük, ha a fény útjába eső akadályok a fény hullámhosszával összemérhető tartományba esnek, akkor a hullámoptikára lesz szükségünk. Bizonyos jelenségek, mint pl. a diffrakció, kettőstörés, polarizáció a geometriai optika segítségével nehezen, vagy egyáltalán nem magyarázhatók.

A fény transzverzális elektromágneses hullám, ami azt jelenti, hogy mind az E elektromos, mind a H mágneses térerő a fény terjedése mentén térben és időben periodikusan változik. Egészen pontosan a haladás irányára (és ugyanakkor egymásra is) merőleges síkban harmonikus rezgést végeznek.

Mivel a detektorok, beleértve szemünket is, az elektromos térerő változását érzékelik, a fény rezgési síkján a továbbiakban az elektromos tér síkját értjük.

A fénynyalábban haladó elektromágneses hullámok rezgési síkja tetszőleges lehet, a fény apoláros. Ha a nyalábban az összes hullám rezgését egy síkra korlátozzuk, a fény polarizációjáról beszélünk. Ha ez a sík időben állandó, a fény lineárisan, ha körbe forog, elliptikusan, ezen belül állandó amplitúdó esetén cirkulárisan poláros.

A szemünkkel érzékelhető tartomány hullámhossza a 400 és 800 nm közé esik. Fénytávközlés céljára általában a 800 és 1600 nm közötti hullámhossztartomány használatos.

Az elektromágneses hullám időben változó elektromos tere képes a töltéseket elmozdítani, rezgésbe hozni, az anyagot elektromosan polarizálni. A fény tehát energiát szállít. Ennek az energiának felületegységre és egységnyi időre vetített értékét teljesítménysűrűségnek nevezzük. Nagysága:

ahol c' a közegbeli fénysebesség,

a beesés szöge, E₀ pedig az elektromos térerő amplitúdója.

Az előzőkben már említettük, hogy a fénytörés oka az, hogy a közegben a fény lassabban halad, mint vákuumban. Ez természetesen nem valamiféle mechanikai ellenállás miatt van, hanem azért, mert a váltakozó elektromos tér kényszerrezgésbe hozza az anyag elektronburkát. A rezgő töltések pedig, mint tudjuk, (a kényszerrezgésével megegyező frekvenciájú) sugárzást bocsátanak ki. Számításokkal követni lehet, hogy a beérkező és a közeg rezgő atomjai által kibocsátott sugárzás összege (a rezgéseket jelentő forgó vektorok eredője) a közeg utáni térben ugyanolyan rezgés, mint a beérkező, de a közeg vastagságával arányos fáziskésést szenved. Ezt a fáziskésést észleljük úgy, mintha a fény a közegben lassabban haladt volna.

Mint láttuk, a fény közegben lassabban halad, mint vákuumban. Mivel a fény frekvenciája nem változhat meg, viszont a sebessége lecsökken, így a közegbeli hullámhossz megrövidül.

A geometriai optikával jól leírhatók a fénytörés és visszaverődés törvényei, a veszteségekről azonban nem tud számot adni.

Ha a fény nem vákuumban halad, mindig fellépnek veszteségek. A hasznos fényenergia csökken két közeg határán, de magában a közegben való haladás során is. Ennek következtében a vétel helyén mindig kevesebb a fényenergia, mint amennyit az adó kibocsátott. Ha a veszteségek túl nagyok, a jel olyan gyenge lesz, hogy detektálhatatlanná válik. Ennek elkerülése érdekében tudnunk kell, melyek ezek a veszteségek, mik okozzák, és hogyan kerülhetjük el, vagy legalább is hogyan csökkenthetjük azokat. A téma fontossága miatt a későbbiek során is előkerül majd.

Az átviteli veszteségeknek öt fő oka van: elnyelődés, diszperzió, szóródás, a tükröződés és a szórt visszaverődés.

Ha a fény valamely közegen halad keresztül, a fényenergia egy része elveszik. A veszteség egyik oka a fényelnyelés, vagy abszorpció.

Abszorpcióról akkor beszélünk, ha az atom vagy molekula a beérkező fotont elnyeli, s hatására magasabb energiájú állapotba kerül. Ez lehet egy elektron energiaszint átmenete, vagy egy atom vagy atomcsoport kezd intenzívebb rezgő mozgást végezni. A fotonnak az így átadott energiája a szomszédos atomokkal való ütközések során fokozatosan szétterjed az egész anyagban, vagyis hővé alakul. A foton elnyelése mindkét esetben rezonanciaszerű.

A különböző anyagok különböző mértékben nyelik el a fényt. Emellett ugyanazon anyag fényelnyelése a különböző hullámhosszakon más és más, azaz hullámhosszfüggő. Az üvegben és üvegszerű anyagokban az elektronátmenetekhez tartozó rezonanciák az ultraibolya, a molekularezgésekhez tartozók pedig az infravörös tartományba esnek. A 850 - 1600 nm között az elnyelés, azaz a csillapítás rendkívül kicsi. Ha egy anyagra azt mondjuk, hogy átlátszó, valójában azt értjük alatta, hogy a látható tartományban az abszorpciója alacsony.

A közönséges ablaküveget például átlátszónak tekintjük. Egy 20 méter vastag ilyen üvegtömbön keresztül azonban nem látnánk meg a túloldalon bekapcsolt zseblámpa fényét. Ennek jelentőségét akkor értjük meg, ha meggondoljuk, hogy az üvegszál kábel akár több száz kilométer hosszú is lehet. A fényveszteséget főként a szennyező anyagok számlájára írhatjuk. Üveg esetében elsősorban a fémek és a víz jöhet számításba.

Nézzük most meg, hogy viselkedik az üveg a látható tartományon kívül! Az üveg elnyeli az ultraibolya (UV) fényt. Ezért nem sülünk le az ablaküveg mögött. Az infravörös (IR) fényt azonban nagymértékben átengedi, s ezért melegszik fel a szoba.

Az alábbi ábra az üveg fényelnyelését mutatja be, különböző hullámhosszakon. Az elnyelt energia az anyagban rendszerint hővé alakul.

Az anyag abszorpciója több összetevő együttes hatásából tevődik össze. Az üveget szennyező réz, vas és hidroxil ionok további elnyelési csúcsokat adnak a tiszta üveg abszorpciójához. A Rayleigh szórásról a későbbiekben még szót ejtünk.

Miközben a fény az üvegen (vagy más dielektrikumon) áthalad, energiája a megtett úttal arányosan csökken. Egy nagyon kicsi dz távolság megtétele után az energiaváltozás:

A negatív előjel az energiaveszteséget jelenti. Ennek a differenciálegyenletnek a jól ismert megoldása:

A fizikában az e alapú, a híradástechnikában a 10-es alapú logaritmust használjuk. A K illetve az alfa állandókat csillapítási tényezőnek nevezzük.

Készíthetők olyan speciális anyagok, amelyek a beérkező fényt, egy keskeny hullámhossztartományt kivéve, erősen elnyelik. Ezeket fényszűrőként használjuk

A diszperzió az anyagbeli fényveszteség egy másik formája. A közegben haladó fény általában nem csak egyetlen szigorúan meghatározott hullámhosszat tartalmaz. Mint azt korábban már láttuk, a törésmutató, s így a fény közegbeli sebessége függ a fény körfrekvenciájától, azaz a hullámhosszától. Ezt a hullámhosszfüggést diszperziónak nevezzük.

Fénytöréskor a többféle szín keverékéből álló fény összetevőire bomlik, színek szerint szétszóródik. Ezt a színszóródást (vagy diszperziót) Newton fedezte fel 1666-ban és tanulmányozta részletesen úgy, hogy egy besötétített szobába keskeny nyíláson besütő napfényt prizmán bocsátott keresztül.

Szigorúan monokromatikus, azaz egyszínű fényt előállítani nem lehet. A fényimpulzus (a Fourier-felbontás miatt) többféle hullámhosszúságú fényből összetettnek tekinthető. Mivel a különböző hullámhosszkomponensek különböző sebességgel haladnak, az impulzus idővel, pontosabban a megtett úttal arányosan "szétfolyik".

Mivel az impulzus energiája adott (a görbe alatti terület), a kiszélesedés az amplitúdó csökkenésével jár, s végül a detektálhatóság szintje alá csökken. A valóságban fellépő egyéb veszteségek miatt a helyzet még rosszabb.

Az impulzuskiszélesedés másik hatása a sávszélesség drasztikus csökkenése. Mivel a sűrű egymásutánban küldött impulzusok a vétel helyén összefolynak, lehetetlené válik az eredetileg küldött információ visszaállítása.

A fényteljesítmény csökkenésének másik fő tényezője a szóródás. Ennek több típusa is létezik. A Rayleigh szórás a szálban levő, az áthaladó fény hullámhosszánál jóval kisebb inhomogenitásokon lép fel. Ezek lehetnek mikro-repedések, buborékok, de származhatnak az adalékanyagok szabálytalan eloszlásából, mechanikai feszültségekből, alakváltozásokból, szálgörbületből.

Ha az anyag molekulái egymástól egyenlő távolágra, tökéletesen szabályosan helyezkednének el, nem lépne fel semmilyen szóródás. De az inhomogén mikrostruktúra magának az üvegnek is alapvető sajátossága.

A Rayleigh szórás iránykarakterisztikája a haladási irány, mint tengely körül forgásszimmetrikus. Az előre és hátraszórás megegyező. A szórt fény intenzitása a haladási irányra merőlegesen a legkisebb. Az optikai kábelek OTDR-rel (Optical Time Domain Reflectometer) való vizsgálatakor ezt a visszaszórt fényt mérik, amivel a későbbiekben még részletesen foglalkozunk.

A szórás mértéke a fény hullámhosszának negyedik hatványával fordítottan arányos. Ebből következik, hogy a kék színű fény mintegy 16-szor jobban szóródik, mint a vörös. A szórás nem csak szilárd anyagokban, de a gázokban, így a levegőben is fellép. Ezért kék az égbolt, ugyanis felnézve a szórt fényt látjuk. Ugyanez magyarázza a lenyugvó Nap vörös színét, ugyanis a kék szétszóródott, maradt a vörös, de persze annak is csak töredéke.

Ha a szóró inhomogenitások mérete a hullámhossz felét meghaladja, akkor az aszimmetrikus eloszlású ún. Mie szórás lép fel. A nagyobb fényintenzitásoknál jelentkező nem lineáris Raman és Brillouin szórás esetünkben elhanyagolható.

Visszatekintve az üveg korábban közölt csillapítási görbéjére, a szennyezések hatását leszámítva három alapvető tényezőt látunk: az UV és az IR abszorpciót, valamint a Rayleigh szórást. Ezek eredőjeként kapott csillapítási görbe minimuma az 1,5 és 1,6 mikrométer között van. Azt is megállapíthatjuk, ha a minimális csillapítást csökkenteni akarjuk, az egyedüli lehetőség az IR abszorpció csökkentése (például fluor adalékkal).

Mint már említettük, ha a fény valamely közeg felületére érkezik, arról részben visszaverődik. Kísérletileg azt találták, hogy a teljes energia visszavert hányada az anyag n törésmutatójától függ (Fresnel ~1800).

Érkezzen balról az A₀ amplitúdójú hullám merőlegesen a (nem fém) közeg felületére! A visszavert hullám amplitúdóját jelöljük

-al. Ekkor a

-val jelölt reflexiós együttható - közel merőleges beesés esetén - a határfelület két oldalán érvényes törésmutatók különbségétől függ. Értékét a következő kifejezés adja meg:

A fenti egyenlet szerint

negatív, ha a hullám a kisebb törésmutatójú közegből halad a nagyobb törésmutatójú felé. A negatív előjel a visszavert hullámra nézve 180 fokos fázisugrást jelent.

Az R reflexióképesség, azaz a visszavert energiahányad

²-tel egyenlő, mivel a hullám energiája az amplitúdójának négyzetével arányos. Ez a visszavert fény egyrészt energiaveszteséget jelent, másrészt káros pozitív visszacsatolást okoz a lézerforrás felé, amit a lehetőségekhez képest minimálisra kell csökkenteni. A lézer ugyanis egy optikai erősítő, így a rendszerbe visszajutott fény káros visszacsatolást jelent. Ezáltal a fényforrásunk minőségét tönkretesszük, működése instabillá válik.

A száloptikai rendszerekben a fény általában a merőlegestől nagyon kis eltéréssel érkezik a felületekre, így a fenti formulával számolhatunk. Nagyobb beesési szögek esetén a formula sokkal bonyolultabb, pl. a polarizációt is figyelembe kell venni.

Eddigi vizsgálataink során úgy gondoltuk, hogy a visszaverődés tökéletesen sík, polírozott felületről történik. Az ilyen reflexiót tükrös visszaverődésnek nevezzük. A valóságban, ha valamely felületet mikroszkóppal megvizsgálunk, durvának fogjuk látni, még ha az polírozott is. Különösen, ha a síktól való eltérést a ráeső fény hullámhosszával hasonlítjuk össze. A száloptikában megkívánjuk, hogy a lencsék, prizmák, szálvégek optikailag sík felületek legyenek, ami azt jelenti, hogy a tökéletlenségek (gödrök és kiemelkedések) nem haladhatják meg az alkalmazott fény hullámhosszát. (Precíziós optikai műszerekben, mint pl. csillagászati távcsövek esetén a főtükör felületének az ideálistól való eltérése legfeljebb a hullámhossz tized, de inkább huszad része!)

Ha a felület nem sík, diffúz visszaverődés történik. Ez azt jelenti, hogy minden beeső fénysugár több irányba szóródik szét.

Optikailag sík felületről a visszaverődés tükrös, durva felületről diffúz

Nagyon fontos, hogy az optikai szálba belépő illetve az abból távozó fény lehetőleg minél kisebb veszteséget szenvedjen. A fény útjának módosításához általában tükröket, lencséket vagy prizmákat használunk. Ha ezek felülete nem optikai minőségű, a fényenergia egy része elveszik. Ha anyaguk nem homogén, a Rayleigh szóródás következtében veszítünk energiát.

A fény útjába gyakran helyeznek sík vagy homorú (konkáv) gömbtükröket. A síktükörrel a fény haladási irányát állítjuk be. A homorú tükrökkel összegyűjtjük a fényt, megnövelve ez által az intenzitását.

A gyűjtő és szóró lencséknek még a tükröknél is szélesebb az alkalmazási köre a száloptikában. A lencsékkel nem áll módunkban részletesebben foglalkozni, csupán azt mutatjuk meg, hogy egy pozitív (gyűjtő, vagy konkáv) és egy negatív (szóró, vagy konvex) lencséből álló rendszerrel hogyan lehet a fénynyalábot szűkíteni, vagy éppen tágítani, ahol erre szükség van.

A prizma olyan átlátszó anyagból készült tömb, amelynek legalább két, egymással szöget bezáró optikailag sík oldala van. A prizmát felhasználhatjuk az összetett fény hullámhossz szerinti komponensekre bontásához (hullámhossz multiplexelt rendszerekben), vagy a fény irányának megváltoztatására.

A fény visszaverésére a prizmák alkalmasabbak a tükröknél, mert a teljes visszaverődéskor nem lép fel veszteség. A prizmába való be- és kilépéskor fellépő Fresnel reflexió speciális tükrözésgátló (antireflexiós) réteg felvitelével majdnem teljesen megszüntethető. Ezért használnak a távcsövekben tükrök helyett prizmát a képfordításra.

A prizma oldallapjára beeső fény az átfogóra 45 fokos szögben érkezve teljes visszaverődést szenved, mivel az n=1,5 törésmutatójú üvegre levegőben a teljes visszaverődés határszöge mintegy 42 fok. (Jégből nem lehetne ilyet készíteni.)

A száloptikai rendszerekben a prizmákat sugárosztóként és sugárkeverőként is felhasználják. Ilyen építőelemhez úgy jutunk, hogy két, a fenti ábrán látható 90 fokos eltérítésű prizmát az átfogójuknál fogva összeragasztunk, miközben köztük egy 50%os áteresztésű réteget alakítunk ki. Ez a réteg általában alumíniumból készül. Különféle tényezők, mint pl. a tükröződés, abszorpció, ...stb. mintegy 10% fényenergia veszteséget okoznak.

Prizmás sugárosztó/sugárkeverő. A fénysugarak ábrán jelölt irányítását megfordítva sugárkeverőt kapunk, ami optikai multiplexerként használható.

Ha egy optikai felületre a fény hullámhosszának nagyságrendjébe eső dielektrikum réteget viszünk fel, optikai vékonyréteget kapunk. Az ilyen rétegek igen figyelemre méltó tulajdonságokkal rendelkeznek. A törésmutató és a vastagság alkalmas megválasztásával a tükröződést egy bizonyos hullámhosszra szinte teljesen kiküszöbölhetjük. Több réteg felvitelével pedig a legjobb minőségű tükrük állíthatók elő.

A következőkben megvizsgáljuk két, egymástól t távolságban levő párhuzamos felületről történő visszaverődést. A beeső hullám amplitúdóját E0-al, az első felület transzmissziós és reflexiós együtthatóit t₁-el és

₁-el, a másodikét t₂-vel és

₂-vel jelöljük. Az anyagok törésmutatói legyenek rendre n₀, n₁ és n₂, valamint teljesüljön, hogy n₀ < n₁ < n₂ ! Az előzőek szerint a reflexiós együtthatók:

Viszonylag egyszerű számolással kimutatható, hogy két egymást követő visszavert hullám között a fáziskülönbség

Igen fontos az optikai eszközök esetében a tükrözésgátló, vagy antireflexiós réteg. Egy adott hullámhosszra gyakorlatilag nulla reflexióképesség érhető el, ha üveg, vagy egyéb n₂ törésmutatójú szigetelő hordozóra n₁ törésmutatójú, megfelelő vastagságú réteget viszünk fel. Az egyes sugarak járulékainak összegzésével itt nem részletezett számítások szerint az R reflexióképességre a következő formulát kapjuk:

Itt d a réteg t vastagságától és a beesési szögtől az előzőek szerint függő mennyiség. Ha a réteg vastagságát úgy állítjuk be, hogy legyen, akkor d=p, következésképpen cos(d)=-1 lesz. Behelyettesítve most a reflexióképességre kapott két fenti kifejezést:

Arra az eredményre jutunk, ha akkor az adott hullámhosszú (pl. lézer) fényre nincs reflexió (R=0).

A rétegszám és rétegvastagság megfelelő beállításával nem csak antireflexiós, hanem majdnem tökéletes tükrök is előállíthatók (R=99.99999%).

Ilyen ún. dielektrikum tükrök szükségesek a lézerek készítéséhez, mivel a fémtükrök vesztesége túl nagy.

A vékony rétegek készítésére a két leggyakrabban használt módszer a vákuumpárologtatás és a kémiai felvitel. A felviendő anyagot a vákuumkamra belsejében elektromosan fűtött "csónak"-ba helyezi, a hordozót pedig a forrás fölé helyezik. A szükséges vákuum nagysága minimálisan 10^-6 Torr.

Számos fém-oxid, mint pl. a SiO₂ és a TiO₂, komplex oldatot képez bizonyos alkoholokkal. Ha a hordozót az oldatba mártjuk, majd kiemeljük, az oldatból egy vékony réteg tapad rá. Az alkohol elpárolgása után a mintát kiégetve tartós réteg marad vissza. A tapadáshoz a felület tisztasága kritikus.

Az abszorpció és a diszperzió vizsgálatakor feltételeztük, hogy a fénnyel, mint elektromágneses hullámmal kölcsönható anyag izotróp, azaz minden irányban ugyanúgy viselkedik. Ez a feltevés érvényes a gázokra és a folyadékok nagy részére, s néhány szilárd anyagra, mint pl. az ömlesztett üvegre. A legtöbb szilárd test belsejében azonban az atomok vagy atomcsoportok szabályos alakzatban helyezkednek el, azaz kristályos szerkezetű. A szabályos belső szerkezetből viszont az következik, hogy a különböző irányok nem lesznek egyenértékűek, az anyag anizotrop.

Az optikai tulajdonságokat tekintve azt tapasztaljuk, hogy a kristálytani tengelyekhez képest különböző irányokban a fény más és más sebességgel terjed, vagyis más a törésmutatója. Képzeljük el, hogy a kristály belsejében egy pontból elindul egy gömbhullám. Egy kis idővel később az anizotrópia miatt a hullámfront ellipszoid alakú lesz. Ha az egyszerűség kedvéért csak az egytengelyű kristályokat vizsgáljuk, forgási ellipszoidot kapunk. Lesz egy leggyorsabb és egy leglassabb irány a fény számára, vagyis egy kisebb (ordinárius) és egy nagyobb (extraordinárius) törésmutató.

		n_o	n_eo
SiO₂	kvarc	1,544	1,553
TiO₂	rutil	2,616	2,903
ZnSiO₄	cirkon	1,923	1,968
H₂O	jég	1,309	1,310

A fény, mint korábban már láttuk, transzverzális elektromágneses hullám, azaz az elektromos és a mágneses térerő, melynek amplitúdója szinuszosan változik, merőleges a terjedési irányra. Ennél fogva minden egyes terjedési irányhoz két, egymásra merőleges polarizáció tartozik. A fény és az anyag kölcsönhatásának megértésében a fény polarizációja és az anyagok anizotrópiája egyaránt fontos szerepet játszik.

A fény az anyagokra főként az elektromos terén keresztül hat. Az elektromos tér a pozitív és a negatív töltések súlypontját szétválasztja, az anyagot elektromosan polarizálja a fény frekvenciájának ütemében. Mivel az atommag tömege lényegesen nagyobb az elektronokéhoz képest, gyakorlatilag az elektronok fognak rezegni az oszcilláló elektromos tér hatására. A mágneses kölcsönhatás v/c-vel arányos, ahol v az elektronok sebessége az anyagban, c pedig a fénysebesség. Tehát ez a kölcsönhatás kicsi.

Mint már korábban láttuk, ha fény esik egy átlátszó anyagra, a fény egy része megtörve halad tovább, másik része visszatükröződik. A két fénysugár egymásra merőleges síkban részben polarizált lesz. A polarizáció akkor lesz maximális, ha a megtört és a visszavert fénysugár egymással 90 fokos szöget zár be. Az ehhez tartozó beesési szöget Brewster-szögnek nevezzük.

A Malus-törvény azt mondja ki, hogy a polarizátoron áthaladó polarizált fény intenzitása a polarizációsík és a polarizátor áteresztési síkja által bezárt F szög koszínuszának négyzetével arányos.

Ezt rögtön beláthatjuk, ha a beeső fény elektromos vektorát felbontjuk a polarizátor áteresztési síkjával párhuzamos, és egy arra merőleges komponensre. A vektor amplitúdója a vetület koszinuszával, az intenzitás pedig a hullám amplitúdójának négyzetével arányos.

Bartholinus 1669-ben felfedezte, ha kalcit kristályon (CaCO₃) keresztül nézett egy tárgyat, annak képe megkettőződött. Később kiderült, a két képet előállító fényhullámok egymásra merőlegesen polarizáltak. A kalcit ez által felhasználható polarizátor készítésére (ld. Nicol-prizma).

A Nicol-prizmában (1828), mely két félprizma összeragasztásával készül, az egyik polarizációs irány teljes visszaverődést szenved, majd elnyelődik, az extraotdinárius sugár viszont akadálytalanul kilép.

A Rochon-prizma a fénynyalábot két polarizált nyalábra bontja, amelyek kissé különböző szögben lépnek ki. Leggyakrabban kvarcból készítik.

A kettősen törő anyagokat nagyon jól felhasználhatjuk az optikai rendszerekben. A félhullámú lemez nem azt jelenti, hogy a vastagsága a hullámhossz fele, hanem hogy a két polarizációs irány között fél hullámhossznyi eltolást hoz létre. Bocsássunk lineárisan poláros fényt egy ilyen lemezre úgy, hogy a beeső fény polarizációsíkja a lemez optikai tengelyével 45 fokos szöget zárjon be. Ekkor a fény elektromos vektora a kristály két polarizációs irányának megfelelően felbomlik két azonos amplitúdójú, de egymásra merőleges komponensre.

Mivel a kétféle polarizációs irányban a fény különböző sebességgel halad, a két komponens között a megtett távolsággal arányos fáziseltolódás jön létre. A félhullámú lemezt olyan vastagságúra készítik, hogy a kilépéskor a két komponens fáziskülönbsége pont 180 fok, azaz a hullámhossz fele legyen. Könnyen beláthatjuk, hogy ez által a kilépő fény polarizációsíkja 90 fokkal elfordul.

A negyed hullámú lemez csak annyiban tér el az előzőtől, hogy most az eltolódás 90 fok, azaz negyed hullámhossznyi lesz. A hatására azonban a kilépő fény cirkulárisan polarizált lesz.

A negyedhullámú lemez fontos alkalmazást nyer az optikai izolátorban. Működése a következő. Állítsunk a fénysugár útjába egy polarizátort, majd egy negyedhullámú lemezt, optikai tengelyét megfelelő szögben beállítva!

A fény áthaladva a negyedhullámú lemezen cirkulárisan polárosként halad tovább. Ha most valamely felületről részben vagy teljesen visszaverődik, ismét áthalad a negyedhullámú lemezen, melyben a fáziskülönbség tovább nő. A végeredmény az, hogy az eredeti irányra merőleges polarizáltsággal éri el a polarizátort. Ezen azonban már nem tud átjutni. Az optikai izolátorral a lézert meg tudjuk védeni a káros visszacsatolásoktól, melyek instabillá tennék a működését.

Az elektromosság elméletéből ismert, hogy izotróp anyagokban az E elektromos térerősség és a D elektromos eltolás kapcsolatát a permittivitás adja meg, a P polarizáció pedig a szuszceptibilitáson keresztül kapcsolódik E-hez.

Anizotróp közegben az összefüggések sokkal bonyolultabbak. Az indukált polarizáció pl. nem feltétlenül a kiváltó elektromos tér irányába fog mutatni.

Másféle bonyodalmak lépnek fel nagy térerősségek esetén. Az anyag válasza ekkor már nem is lesz arányos a gerjesztő térerősséggel, hanem a lineáris összefüggést további tagokkal kell kiegészíteni. A legegyszerűbb esetben pl.

Ilyen nemlineáris válaszokra példák az elektro- és magnetooptikai jelenségek, a cirkuláris kettőstörés, a felharmonikus keltés, vagy az indukált folyamatok. Ezek azért fontosak, mert a fényhullámok irányításának és alakításának kulcsát jelentik.

A gerjesztő elektromos tér érkezhet kívülről, de ha a beeső fény intenzitása elég nagy, a fény saját elektromos tere is létrehozhat nemlineáris hatást. A következőkben áttekintünk néhány lineáris és nemlineáris jelenséget, s az elektrooptikában fontos alkalmazásukat.

Ha síkban polarizált fényhullám bizonyos anyagokban terjedve a polarizáció síkja az anyag vastagságával arányosan elfordul, optikai aktivitásról beszélünk (Arago, 1811). (A jelenség nem azonos a kettőstörésel. Ott a síkban poláros fény elliptikusan polárossá válik.) Magyarázatát Fresnel adta meg, mi szerint a jobbra és a balra cirkulárisan poláros fény terjedési sebessége kissé különbözik. Számos anyag mutat optikai aktivitást, többek között a cukoroldatok. Ez alapján határozzák meg a must cukorfokát.

A mágneses tér elforgatja a fény polarizációsíkját az anyagon való áthaladás közben, ha a haladás a térrel párhuzamos irányban történik. A szögelfordulás nagysága arányos az alkalmazott mágneses indukció erősségével és a közeg hosszával. Ez a jelenség a Faraday-effektus. A polarizációsík szögelfordulása mindkét irányban ugyanakkora, akár a tér irányába, akár ellenkező irányban halad a fény, nem úgy, mint az optikai aktivitásnál, ahol visszafele haladva a szögelfordulás iránya ellenkező. A Faraday-effektus ezért felhasználható optikai izolátor készítésére (Faraday-izolátor) teljesen hasonló módon, mint azt a negyedhullámú lemeznél láttuk. Jelentős effektust mutat a YIG - Ittrium Iron Gránát, valamint a TGG - Terbium Gallium Gránát.

Ha lineárisan poláros fényt ejtünk egy mágnesre, a visszavert fény polarizációsíkja kis mértékben elfordul. Az elfordulás ellenkező irányú a mágnes É-i pólusáról, mint a D-iről. A jelenség neve magnetooptikai Kerr-effektus. A jelenséget a magnetooptikai adatrögzítésben használják ki. A mágneses rétegre fókuszált lézerfény a lemezt abban a pontban a Curie-pont fölé hevíti, miközben egy elektromágnest bekapcsolva külső mágneses teret alkalmaznak. A lemez tovább fordulva lehűl, és a mágnese tér irány "befagy" a lemezbe. A kiolvasás kisebb energiájú lézersugárral történik. A mágnesezettség két lehetséges iránya jelentheti a 0-t vagy 1-et.

A lézer 1960-as felfedezésével lehetővé vált intenzív, monokromatikus, koherens fénynyaláb előállítása. Ekkor fedezték fel a felharmonikus keltést, a parametrikus erősítés elvén működő folyamatosan hangolható fényforrásokat, és még több más jelenséget. Az erős elektromos tér miatti nemlineáris karakterisztikából következik például, hogy az alapharmonikus mellett megjelennek a felharmonikusok. Ezt a jelenséget használták először kék lézer előállítására.
A nemlineáris karakterisztika, csakúgy, mint az elektronikában, lehetővé teszi az optikai keverést, összeg és különbség képzést, s megjelennek az oldalsávok.

Az elektromos térben harmadrendű tagokat (~E³) tartalmazó polarizáció az intenzitásfüggő törésmutatót írja le. Ennek megfelelően a törésmutatóra az alábbi kifejezést kapjuk:

Bizonyos anyagok és bizonyos intenzitású fény esetében elérhető, hogy egy alkalmas hullámhossz környezetében ne lépjen fel diszperzió, azaz dn/dl=0 legyen. Tehát ha elindítunk egy nagyenergiájú impulzust a szálban, akkor a fényimpulzus saját elektromos tere helyileg úgy változtatja meg a szál törésmutatóját, hogy a korábban említett Fourier-felbontásból adódó hullámhossz komponensek azonos sebességgel futnak. Az eredmény az, hogy az impulzus szétfolyás megszűnt! Az alakját megtartó fényimpulzust nevezzük solitonnak. Laboratóriumi körülmények között végeztek már sikeres kísérleteket. Az abszorpció és fényszóródás miatt azonban a fényimpulzus intenzitása folyamatosan csökken, s egy bizonyos határ alatt a soliton megszűnik. Az elnevezés az angol "solitare" (magányos) szóból ered.

A gyakorlatban a fénykibocsátó diódák (LED és lézerdióda) sugárzása, vagyis az általuk kibocsátott fényenergia mennyisége, a diódán átfolyó áram változtatásával egyszerűen modulálható.

A gázlézerekhez azonban külön modulátort kell használni. Külső modulátort használnak az osztott hullámhosszú (WDM) technikában szilárdtest lézerek alkalmazása esetében is, mivel a lézer hullámhosszát extrém - néhányszor 10pm - pontossággal állandó értéken kell tartani. Az egyes csatornákat 100 ill. 50GHz választja csak el, ami 0,8 ill. 0,4nm-nek felel meg a 193,1THz-re, azaz a 1552,52nm-re vonatkoztatva. Modulátorként Kerr-cella vagy kristálymodulátor használható, kivételesen ultrahang modulátort (Bragg-cella) is alkalmaznak.

A két, egymásra merőlegesen álló polarizációsíkú, ún. keresztezett Nicol-prizma között elhelyezett Kerr-cella nitrobenzollal töltött optikailag kifogástalan felületű üvegtartály, amelyben a síkkondenzátort alkotó két elektróda foglal helyet. Az elektródákra adott feszültség hatására a nitrobenzol anizotroppá, kettőstörővé válik, azaz a törésmutató az elektromos erőtér erővonalaival párhuzamos, ill. az arra merőleges irányban egymástól eltér. A cellára eső lineárisan polarizált monokromatikus fénysugár két egymásra merőleges polarizációs síkú összetevőre bomlik, és a Kert-cellát elhagyó fény elliptikusan polarizálttá válik. Az analizátor a két összetevőt egy síkban egyesíti, és ezek egymással interferálnak. A sugarak fáziskülönbsége az elektródákra adott feszültség pillanatnyi értékétől függ, s ha ez a feszültség váltófeszültség, akkor az analizátort amplitúdómodulált fénysugár hagyja el.

A kristálymodulátor, vagy más néven Pockels-cella kálium-dihidrogén-foszfát (KDP - KH₂PO₄) kristályhasábjainak a z-z hosszirányra (tengelyirányra) merőleges lapjait párhuzamosra csiszolják és összeragasztják. Az egyes kristályhasábok optikailag sorba, villamosan párhuzamosan vannak kapcsolva a kristályra felvitt elektródák segítségével. (Az egyes kristályokat tengelyirányba kell orientálni.) Villamos erőtér hatására a kristály kettőstörővé válik, a polarizált sugárnyaláb két összetevőre bomlik, melyek terjedési sebessége a kristályban különböző. A modulátorkristályt elhagyó két összetevő között a megtett úthosszal és a terjedési sebességek különbségével arányos fáziskülönbség lép fel. Az analizátoron keresztül már csak az azzal azonos polarizációsíkú összetevők lépnek ki, melyek interferálnak egymással. Így a moduláló váltófeszültség hatására periódikus fényteljesítmény változás, amplitúdómoduláció jön létre.

A Bragg-cellában ultrahang segítségével haladó sűrűséghullámokat hoznak létre. Mivel a cellában levő pl. tellurdioxid (TeO₂) kristály törésmutatója sűrűségfüggő, a sűrűséghullámok egy optikai rácsot állítanak elő. A cellán áthaladó fény így diffrakciót szenved, vagyis megjelennek az elhajlási rendek.

A fény modulációja a piezo kristály be és kikapcsolásával történik. A 0-ad rendet rendszerint kitakarják, s a diffraktált sugár a moduláció ütemében megjelenik illetve eltűnik. A Cristal Technology 3225-ös modellje esetében az ultrahang frekvenciája 225MHz és 50 MHz-ig modulálható.

A fényvisszaverődés törvénye: a beeső fénysugár, a beesési merőleges és a visszavert fénysugár egy síkban vannak, valamint a beesési szög megegyezik a visszaverődési szöggel
A fénytörés törvénye (Snellius-Descartes féle törvény): a beesési szög és a törési szög szinuszának hányadosa állandó. Ezt az állandót, amely megegyezik a két közegbeli fénysebességek hányadosával, a közeg törésmutatójának nevezzük

Teljes visszaverődés: akkor következik be, mikor a fény az optikailag sűrűbb közegből az optikailag ritkább közeg határára a kritikus szögnél nagyobb szög alatt érkezik.

A fénysugár útjának módosítására tükröket, prizmákat és lencséket használunk.

A prizmák tükörként, sugárosztóként és sugárkeverőként is használhatók

Optikai vékonyrétegekkel tükrözésgátló bevonat és majdnem tökéletes tükör is készíthető.

A lézer optikai erősítő, s ha kívülről fény jut bele, működése instabillá válik.

A negyedhullámú lemez és a Faraday effektus lehetőséget nyújt optikai izolátor készítésére, ami megakadályozza, hogy a lézerfény visszaverődjön a fényforrásba.

A szilárdtest lézerek önmagukban modulálhatók. Külső optikai modulátorként használható a Kerr-cella, a Pockels-cella és a Bragg-cella.

Az alábbi kérdések segítenek eldönteni, hogy mennyit sikerült megjegyezni ebből a részből. Amennyiben valamelyik kérdésre nem tud helyes választ adni, akkor a megfelelő szövegrészt újra át kell tanulmányoznia.

3. Mi a teljes visszaverődés és mi határozza meg a teljes visszaverődés határszögét?

Miután megpróbálta megoldani mindegyik kérdést, válaszai helyességét itt ellenőrizheti.

Jelen részben az alábbiakban felsorolt szakkifejezéseket tanultuk meg. Mielőtt tovább haladna, bizonyosodjon meg, hogy mindegyiket érti és ismeri. A felsorolásban megadjuk az angol szakirodalomban előforduló megnevezését is.

beesési szög		angle of incidence
visszaverődési szög		angle of reflection
törési szög		angle of refraction
törésmutató		(refractive) index
normális		normal
Snellius-Descartes törvény		Snell's law
teljes visszaverődés		otal internal reflection
teljes visszaverődés határszöge		critical angle
fényelnyelés, vagy abszorpció		absorption
Rayleigh szórás		Rayleigh scattering
tükröződés		Fresnel reflection
diszperzió		dispersion
diffúz visszaverődés		diffuse reflection
polarizáció		polarisation
tükrözésgátló réteg		antireflection layer
Brewster-szög		Brewster angle
negyedhullámú lemez		quarter wave plate
optikai izolátor		optical isolator
fénymodulátor		light modulator