Размещено на http://www.allbest.ru/

поляризация света

1. Происхождение поляризации электромагнитных волн. Линейное состояние поляризации

Приведённые выше рассуждения показали, что гармонические электромагнитные волны как базисные состояния поля излучения, определяются двумя характеристиками - частотой и волновым вектором . При этом молча, предполагается, что состояние поляризации волны всегда одно и то же - волна линейно поляризована вдоль определённой оси. Однако, в принципе, допустимы и другие состояния поляризации. Поэтому полная характеристика базисного состояния поля излучения должна бы включать и описание определённого состояния поляризации. При этом заметим, как утверждает автор работы [2], состояние поляризации является внутренним свойством поля излучения (его «внутренним состоянием»), не связанным с его изменением в пространстве с течением времени. Это состояние никак не объясняется какой-то «структурой» поля излучения, соотношением между его частями, как это можно сделать, например, для внутреннего состояния системы частиц. Иначе говоря [2], это качественно новое, отсутствующее у частиц свойство, которым поле излучения обладает как своеобразный вид материи. В его основе, по-видимому, лежит квантовая природа поля излучения, о которой пойдёт речь в следующей, заключительной, части курса физики. Однако заметим, в первом приближении это свойство поддаётся анализу уже на классическом уровне.

Разбираясь в вопросах электрического и магнитного полей (§ 4.1, 4.2), нам удалось убедиться в существовании единого электромагнитного поля, частным случаем которого и являются эти поля. Нам также удалось представить бегущее электромагнитное поле схемой двух векторов и , имеющих фиксированное направление колебаний, определяемое их поведением. Таким образом, до сих пор мы имели дело только с одним типом волн. В этих электромагнитных волнах векторы и в любой момент времени были направлены либо по, либо против соответствующих осей (рис. 5.1), т. е. волны были поляризованы.

Выясним теперь, какие электромагнитные волны, с точки зрения поведения векторов и , способна была бы излучать плоскость (XZ) (рис. 5.1), если бы направление тока смещения в ней менялось произвольно. Согласно принципу суперпозиции произвольное движение зарядов на плоскости можно получить всегда, если рассматривать векторную сумму токов. Поскольку наша цель - уточнить характеристики нормальных мод бегущего поля излучения, ограничимся случаем, когда ток смещения может быть представлен через составляющие токи i_х(t) и i_z(t); они являются гармоническими токами с одной и той же частотой , но с разными амплитудами i_х и i_z и начальными фазами _х и _z. И тогда вектор тока излучения может быть представлен в виде:

(t) I_хcos(t _х)() I_zcos(t _z)(), (1)

а вектор электрического поля в бегущей волне, согласно принципу суперпозиции, будет иметь аналогичный вид, но с запаздыванием по времени:

(t) E_хcos(t-k_yy _х)() E_zcos(t - k_yy _z)(). (2)

В формуле (1) мы имеем дело со сложением двух взаимноперпендикулярных колебаний одинаковой частоты, в которых участвует каждая заряженная частица на плоскости (XZ) (рис. 5.1). Если возбуждение токов по осям Х и Z находится под контролем, можно всегда добиться того, чтобы разность начальных фаз была бы постоянной: _х - _z const. В этом случае вектор тока будет совершать по плоскости (XZ) упорядоченное движение (рис. 1). «Траектория» этого движения в самом общем случае представляет собой эллипс, произвольным образом ориентированный относительно уже выбранных осей Х и Z. Учитывая, что направления этих осей на плоскости заранее не фиксированы, для простоты можно ограничиться случаем, когда оси Х и Z совпадают с главными осями эллипса. Этому случаю отвечает значение постоянной разности фаз равное: _х - _z /2 (рис. 1).

Размещено на http://www.allbest.ru/

Действительно,

I_х(t) I_хcos(t _х), а I_z(t) I_zcos(t _z); если учесть, что из постоянства разности фаз _{z х} /2, то I_z(t) I_zcos(t _х /2) I_zsin(t _х). И тогда имеем систему уравнений вида:

; (3)

отсюда, возведением в квадрат преобразованной системы уравнений (3)

, (4)

приходим к уравнению эллипса с главными осями I_z и I_х. Наличие двух знаков означает, при одной и той же ориентации главных осей и их величине конец вектора (рис. 1) может перемещаться либо по, либо против часовой стрелки, что соответствует выбору знака в гармонической зависимости от времени.

Вспомним некоторые важные частные случаи движения конца вектора по эллипсу. Если амплитуды токов I_z и I_х по двум осям одинаковы, то эллипс превращается в окружность, а конец вектора в этом случае движется по окружности с угловой скоростью . Если разность фаз (_х - _z) равна нулю или , эллипс вырождается в прямую.

В соответствии с принципом суперпозиции электрическое поле волны, излучаемой током (3) имеет вид (рис. 2):

(t) E_zsin(t - k_yy _z)() E_хcos(t-k_yy _х)(). (5)

Размещено на http://www.allbest.ru/

Надо полагать, аналогичный вид имеет и магнитное поле , которое в любой момент времени перпендикулярно вектору .

Размещено на http://www.allbest.ru/

Гармонические электромагнитные волны, у которых на плоскости (ZX) конец вектора обладает упорядоченным движением вида (5), называются произвольно поляризованными или эллиптически поляризованными. В таких волнах конец вектора , лежащего в плоскости (ZX), перемещается со временем по поверхности эллиптического цилиндра с осью, совпадающей с осью Y, оставляя на нём либо правую, либо левую «нарезку» (рис. 3). Частными случаями эллиптической поляризации являются круговая или циркулярная поляризация, когда цилиндр имеет в сечении круг, и линейная поляризация, когда вектор колеблется вдоль определённой оси в плоскости (ZX), перемещающейся параллельно самой себе.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Из приведённых рассуждений следует, если движение зарядов в источнике излучения электромагнитных волн не поддаётся нашему контролю, то поле излучения оказывается неполяризованным. Оно может рассматриваться как некогерентная суперпозиция различных состояний линейной поляризации, относительные фазы которых с течением времени меняются произвольно. По этой причине в неполяризованном электромагнитном излучении все состояния линейной поляризации вдоль любых взаимно перпендикулярных осей представлены с равной вероятностью (рис. 4).

Итак, если ограничиться гармоническими электромагнитными волнами от когерентных источников, то самым общим состоянием поляризации является состояние эллиптической поляризации. Убедимся, что это состояние является суперпозиционным состоянием по отношению к двум линейным состояниям поляризации, вдоль главных осей эллипса Z и Х. Вспомним, эллиптически поляризованная бегущая гармоническая волна имеет вид (5). Вычисляя её интенсивность S по формуле (5.9), получим:

S _оcE_z²(sin²(t - k_yy _z))_{ср о}cE_х²(cos²(t-k_yy _х))_ср.

_оc([E_z²/2] [E_х²/2]) S_z S_x, (6)

здесь S_z и S_x - интенсивности волн, линейно поляризованных вдоль осей Z и X соответственно; при возведении в квадрат перекрёстные члены выпали благодаря ортогональности векторов и .

Таким образом, из суперпозиции (5) линейных состояний поляризации вдоль осей эллипса Z и X следует аддитивность интенсивностей соответствующих волн (6).

Из предыдущего изложения мы знаем (в частности, см. формулу (6.2) и пояснения к ней), что при описании распространения электромагнитных волн в пространстве именно это обстоятельство служит критерием того, что какие-то моды (или типы) состояний поля излучения суть независимые базисные состояния. Здесь таковыми являются линейные состояния поляризации вдоль осей эллипса Z и X.

В заключение заметим, с понятием нормальной моды (базисным состоянием) мы впервые встретились в работе [5, § 6.1], где имели дело с упругой бегущей волной. Рассмотренный сейчас параграф, указывает на то, что для полного задания базисного состояния (нормальной моды) поля излучения бегущей волны помимо частоты и волнового вектора здесь ещё необходимо фиксировать определённый базисный тип поляризации - линейный или циркулярный. Например, базисным состоянием является волна гармоническая плоская, стоячая, линейно поляризованная, например, по оси Z (рис. 3).

2. Изменение состояния поляризации и их интерференция

В предыдущем параграфе мы убедились в том, что состояние поляризации, являясь неотъемлемой характеристикой поля излучения, распространяется с ним в пустоте без изменения. В то же время при взаимодействии с веществом за счёт переизлучения исходное состояние поляризации может меняться. Почему? В природе существуют вещества, у которых в двух взаимноперпендикулярных направлениях резко отличаются коэффициенты электропроводности, типичным представителем которых является турмалин. Такие системы могут быть созданы и искусственно, например, «забор» из проволочек (рис. 5). Нетрудно убедиться в том, что подобные системы способны резко изменять состояние поляризации.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Убедимся в этом. Пусть на такую систему падает эллиптически поляризованная? (см. (5)) электромагнитная волна, в которой главными осями эллипса являются оси Z и Х (рис. 5). При соответствующей ориентации системы энергия компоненты электрического поля Е_х за счёт высокой электропроводности полностью переходит в тепло и, тем самым, исчезает из волны, т. е. поглощается. Другая же компонента поля Е_z проходит сквозь систему без изменения (рис. 5). В результате данная система из двух базисных состояний линейного типа, образующих эллиптически поляризованную волну, пропускает только одно базисное состояние этого типа. Поэтому такие системы принято называть линейными поляризаторами вдоль определённой оси.

Здесь уместно заметить, что такого рода системы позволяют по-новому подойти к определению базисных состояний. Приведённые выше определения слишком тесно связаны с описанием поведения векторов и в плоскости ZX, перпендикулярной направлению распространения волны. Это обусловлено как инерционностью приборов при слежении за векторами и , так и при убывании интенсивности волны. Это позволило автору работы [2] дать определение линейной поляризации, связав его со свойствами поляризатора. «Электромагнитная волна находится в состоянии линейной поляризации вдоль некоторой оси, если она полностью проходит через линейный поляризатор с осью пропускания вдоль этой оси и полностью поглощается линейным поляризатором с осью пропускания вдоль перпендикулярной оси» [2].

Применим введённое выше понятие к анализу произвольного состояния эллиптической поляризации. Пусть падающее поле излучения линейно поляризовано вдоль оси X , образующей угол с осью пропускания X линейного поляризатора. По отношению к базисным состояниям линейной поляризации вдоль осей Z и Х исходное состояние является суперпозиционным (вырожденным эллиптическим). Это означает, что

[Е ^падcos() Е ^падsin()]cos(t - k_xx). (7)

Размещено на http://www.allbest.ru/

При прохождении через поляризатор компонента поглощается. Пропускается только компонента (рис. 6):

(Е ^падcos)cos(t - k_xx). (8)

Переходя к интенсивности для прошедшей волны: I ^пр (Е ^пр) ², из формулы (8) получаем закон Малюса (рис. 6):

I ^пр (Е ^падcos)² I ^падcos². (9)

Как и следовало ожидать, если угол падения /2 интенсивность прошедшей волны: I ^пр 0. Другими словами, через два линейных поляризатора со взаимно перпендикулярными осями пропускания поле излучения не проходит. Однако, если между ними поместить третий поляризатор, ось пропускания которого Y образует угол с осью Y, поле излучения пройдёт через систему (рис. 7). Почему? Дело в том, что по отношению к среднему поляризатору состояние линейной поляризации, являясь базисным для двух крайних поляризаторов, является не базисным, а суперпозиционным; вырожденный эллипс. Поэтому, согласно закону Малюса, формула (9), этот поляризатор пропустит поле излучения с интенсивностью I ^падcos². По отношению к третьему поляризатору состояние поля излучения, прошедшего сквозь второй поляризатор (с осью пропускания Y ) (рис. 7), также является суперпозиционным. Поэтому его интенсивность вновь подчиняется закону Малюса с углов /2 - . И тогда двукратное применение закона Малюса даёт:

I ^пр (I ^падcos²)cos²( - ) I ^падcos²sin² sin²2 ; (10)

Размещено на http://www.allbest.ru/

здесь I ^пад - интенсивность падающей волны, линейно поляризованной вдоль оси Y (рис. 7). Кроме того, нам пришлось воспользоваться школьным выражением из тригонометрии для двойного угла, а именно, sin2 2sincos; разумеется, здесь также пришлось домножить числитель и знаменатель на два, что привело к появлению четвёрки в знаменателе при возведении в квадрат.

Следует подчеркнуть, в этой несложной ситуации можно убедиться в том, что выбор базисных состояний поляризации с помощью линейных поляризаторов ясно демонстрирует связь этих состояний с наблюдением соответствующих физических величин. Действительно, после прохождения эллиптически поляризованной волны через линейный поляризатор она оказывается в состоянии поляризации с заданным направлением колебаний векторов и , но с неопределённым значением, например, спиральности. Вместе с тем, заметим, состояния поляризации, в которых определённые значения характеристик наблюдались бы одновременно, в природе не существуют.

В заключение рассмотрим на примере состояний поляризации вопрос о соотношении между разложением поля излучения по базисным состояниям и интерференцией. В том и другом случае формально приходится иметь дело с аддитивностью или неаддитивностью квадратичных величин, например, см. формулу (6) интенсивности. На первый взгляд, казалось бы, что разложение по базисным состояниям соответствует некогерентной суперпозиции, при которой интерференция отсутствует. Однако причины подобной аддитивности здесь всё-таки иные. Действительно, если присмотреться к уравнениям (5) и (6), перекрёстный член в интенсивности вида () включает, как известно, множители вида () и (cos). Первый из них обращается в нуль, если соответствующие состояния являются базисными. Второй же множитель обращается в нуль, если суперпозиция соответствующих состояний некогерентна. Очевидно, что если в случае разложения по базисным состояниям cos 1, так что мы по-прежнему здесь имеем дело с когерентной суперпозицией, которая, однако, себя не проявляет только по тому, что другой множитель () 0.

Тем не менее, добиться интерференции полей излучения, находящихся в базисных состояниях поляризации, всё-таки можно. Для этого исходное циркулярнополяризованное состояние поля излучения разложим на состояния, линейнополяризованные вдоль осей Y и Z, а затем поле излучения в каждом из этих состояний пропустим через линейный поляризатор с осью пропускания Y (рис. 7), образующей с осью Y угол . В этом случае каждая из доле поля излучения оказывается в одном и том же состоянии линейно поляризованном вдоль оси Y , которое является суперпозиционным по отношению к исходным базисным состояниям. Образуя суперпозицию этих долей, учитывая формулу (6.9) и, приняв во внимание, что cos 1, для интенсивности результирующей волны из уравнения (5) получим выражение вида (6.10):

I , (11)

что, как следует из формулы (6.9), соответствует наличию интерференции. Отсюда следует, разложение по базисным состояниям - это пример когерентной суперпозиции состояний, в котором сохраняется потенциальная способность соответствующих долей поля излучения к интерференции. При создании соответствующих условий эксперимента, эта способность может проявиться явно. Предпримем усилия к прояснению условий, необходимых для проявления интерференции поля поляризованного излучения.

3. Воздействие анизотропного вещества на скорость распространения линейно-поляризованных волн

поляризация электромагнитный волна интерференция

Глядя на предыдущее изложение, можно заметить, нам приходилось неуклонно следовать логике постепенного усложнения рассматриваемых материальных объектов. Так, например, после введения общих представлений о взаимодействии [5, гл. 1 - 5], шло постепенное усложнение рассматривавшихся систем взаимодействующих частиц, составляющих вещество [5, гл. 6 - 8]. После перехода к локальному описанию электромагнитного взаимодействия шло постепенное усложнение рассматривавшихся электромагнитных полей ([5, гл. 9], гл. 1 - 4 данного уч. пос.). При этом явно проявилось то, что многие черты описания вещества и электромагнитного поля весьма сходны друг с другом. А именно, в рамках модели сплошной среды (континуума) простейшие стационарные состояния материального объекта любой природы имеют вид нормальной моды или гармонической волны ([5, гл. 5, 6], гл. 4 - 6 данного уч. пос.). Это даёт надежду на эффективность использования таких состояний и при описании наиболее сложных физических систем [2], включающих произвольно движущиеся заряженные частицы вещества и произвольное электромагнитное поле.

Главная особенность подобных физических систем проявляется в том, что входящие в них заряженные частицы вещества и электромагнитное поле являются совершенно равноправными и взаимосвязанными материальными объектами. Разумеется, уравнения движения одних только частиц уже не описывают такие системы. Для их последовательного и полного описания уравнения движения для каждой частицы необходимо дополнить уравнениями, описывающими изменение со временем самого электромагнитного поля. В простейших случаях, представляющих для нас интерес, решение таких уравнений сводится к учёту «одностороннего» воздействия вещества на электромагнитное поле излучения.

Вспомним теперь, электрическое и магнитное поля были введены нами как удобный способ описания взаимодействия в системах неподвижных или стационарно движущихся зарядов ([5, гл. 9]; гл. 1- 3 данного учеб. пос.). Затем выяснилось (гл. 4, 5), что эти поля следует рассматривать как характеристики материального объекта, физически существующего независимо от зарядов. Электрическое и магнитное поля могут возникать без непосредственного воздействия со стороны заряженных частиц за счёт электромагнитной (и не только) индукции. Другими словами, они являются компонентами единого электромагнитного поля. Нам удалось проанализировать свойства электромагнитного поля вдали от зарядов; т. е. в «чистом виде» (гл. 6, 7). Этот анализ подтвердил, что электромагнитное поле излучения существует само по себе, служа переносчиком между заряженными частицами фундаментальных физических величин - энергии и импульса. Однако заметим, до сих пор мы рассматривали распространение электромагнитных волн в пустоте, либо неявно предполагалось, что это происходит в изотропной среде. В этих случаях по любому направлению фазовые скорости (или коэффициенты преломления) и коэффициенты поглощения были одинаковы. В анизотропных средах это не так; величина поляризуемости среды под воздействием электрического поля волны будет разной в разных направлениях. Это влечёт за собой важные следствия: поляризуемость связана с диэлектрической проницаемостью (1.32а), а определяет показатель преломления среды n (5.17). Иными словами, электромагнитная волна распространяется в среде с разной скоростью в разных направлениях. Заметим, не только изменения фазовой скорости, но и коэффициента поглощения для различных базовых состояний поляризации в таких средах оказываются различными. Будем рассматривать только те из них, в которых наиболее полно проявляются физические характеристики базисных состояний поляризации и фундаментальная роль принципа суперпозиции.

Обсуждение подобных явлений удобно начать с анизотропного поглощения. В природе существуют кристаллы с анизотропными свойствами, например, турмалин, в которых в двух взаимноперпендикулярных направлениях, например, Y и Z, резко различаются коэффициенты электропроводности (2.11) _у и _z, а вместе с этим и поглощение энергии. Если коэффициент поглощения в направлении оси Y значительно больше коэффициента поглощения по оси Z, то, как показывают теоретические исследования работы [2], амплитуда волны в состоянии линейной поляризации вдоль оси Z резко убывает; экспериментальные исследования не противоречат этим исследованиям. Поэтому такого рода кристаллы способны пропускать почти без изменения только волну в состоянии линейной поляризации вдоль оси Y, служа, тем самым, линейным поляризатором с осью пропускания вдоль этой оси.

Переходя к обсуждению явления анизотропного преломления, ограничимся только нормальным падением электромагнитных волн на анизотропные вещества с определённой ориентацией их анизотропных свойств. В этом случае наиболее ярко проявляют себя различия в фазовых скоростях () электромагнитных волн, относящихся к базовым состояниям поляризации разных типов. Фактически, каждое базисное состояние поляризации волны ведёт себя в подобных веществах так, как будто это электромагнитные волны разного «цвета» (с разными показателями преломления n_i), хотя частота для них одна и та же.

Анизотропное преломление наблюдается при распространении электромагнитных волн с линейной (и циркулярной) поляризацией. Линейная поляризация имеет место тогда, когда вещество состоит из вытянутых и ориентированных вдоль одной из осей молекул, обладающих различной «жёсткостью» относительно колебаний их зарядов вдоль и поперёк оси молекулы. Подобное состояние вещества может быть создано искусственно. Например, путём создания внутреннего напряжения материала или помещением, в среднем изотропных, веществ в электрическое поле (жидкие кристаллы), «выстраивающее» все молекулы в одном направлении.

Размещено на http://www.allbest.ru/

К числу кристаллов, обладающих анизотропным преломлением по отношению к линейно поляризованным волнам, относятся кварц и исландский шпат. Они обладают единственным выделенным направлением - оптической осью, вдоль которой фазовые скорости волн в любом состоянии линейной поляризации одинаковы. Это направление «вытянутости» молекул. Во всех других направлениях фазовые скорости электромагнитных волн, линейнополяризованных во взаимно перпендикулярных направлениях, различны. Пренебрегая поглощением, рассмотрим нормальное падение электромагнитной волны на кристалл, вырезанный таким образом, что его оптическая ось перпендикулярна направлению распространения падающей волны (рис. 8).

В этом случае обе компоненты падающей эллиптически поляризованной волны в состояниях линейной поляризации вдоль оптической оси и перпендикулярной к ней распространяются вдоль оси Х перпендикулярно поверхности кристалла, с разными фазовыми скоростями и (рис. 8); здесь и - показатели преломления компонент электромагнитной волны, соответственно, параллельной и перпендикулярной оптической оси. Различие в скоростях приводит к тому, что на выходе из кристаллической пластинки между компонентами волны с подобными базисными состояниями поляризации возникает дополнительная разность фаз:

_доп х - х х - х х - х

х - х х(-), (12)

где - длина электромагнитной волны в вакууме; заметим, знак разности фаз _доп, зависящий от (-), для разных кристаллов различен.

Так как фазовые скорости волн и различны (), эти волны можно выделить в «чистом» виде, воспользовавшись особенностями анизотропного преломления. Для этого применяются поляризационные призмы, например, Волластона (или Николя). В них кристаллы из одинакового вещества вырезаны таким образом, что оптическая ось в призме АBD (рис. 9) параллельна ребру АВ, а в призме BCD она перпендикулярна плоскости рисунка. При нормальном падении на призму АBD эллиптически поляризованной волны её компоненты и внутри этой призмы распространяются вдоль оси Х с разыми фазовыми скоростями . Попадая в призму BCD, исходные волны и внутри этой призмы меняются ролями (рис. 9), поскольку в ней они распространяются со скоростями и соответственно. Достигнув границы раздела BD, компоненты испытывают преломление, отклоняясь по закону Снеллиуса (5.18) от перпендикуляра (пунктир) на разные углы. Наконец, испытав на грани CD дополнительное преломление, из призмы Волластона выходят синхронно и симметрично по отношению к оси Х две пространственно разделённые волны и , обладающие линейной поляризацией во взаимно перпендикулярных направлениях (рис. 9).

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Анизотропное преломление можно использовать в практических целях, в частности, для наблюдения интерференции поля поляризованного излучения. Как следует из формулы (12), при прохождении электромагнитной волны через кристаллическую пластинку, появляется дополнительная разность фаз _доп между базисными состояниями линейной поляризации. Толщина пластинки кристалла (рис. 8) не оказывает никакого влияния на состояние линейной поляризации падающей волны вдоль и поперёк оптической оси. Чтобы заставить интерферировать прошедшие через пластинку две компоненты электромагнитной волны и , необходимо, следуя формуле (11), спроецировать их на какое-то общее направление. С этой целью их пропускают через линейный поляризатор (рис. 10), ось пропускания которого образует угол с оптической осью пластинки. Такой поляризатор пропускает сквозь себя две электромагнитные волны Е₁ Е_||cos и Е₂ Еsin в одном и том же состоянии линейной поляризации, обладающие по-прежнему разностью фаз _доп (12). Эти две волны уже способны интерферировать, давая максимум или минимум интенсивности в зависимости от толщины пластинки.

Из предыдущих рассуждений следует, скорость распространения электромагнитных волн в среде зависит от показателя преломления среды n (5.17). Вместе с тем, показатель преломления среды определяется её внутренней структурой, которая характеризуется диэлектрической проницаемостью среды . Поэтому, как упоминалось выше, в одноосных кристаллах диэлектрическая проницаемость в направлении оптической оси _|| и в направлениях перпендикулярных к ней имеет различные значения. Поэтому при прохождении электромагнитных волн через некоторые кристаллы (исландский шпат, кварц, турмалин) наблюдается разделение светового луча на два, поляризованные во взаимноперпендикулярных направлениях. Это указывает на то, что расщепление на две волны может происходить не только по скоростям, но и по направлениям лучей в пространстве. Например, двойное лучепреломление можно наблюдать с помощью кристаллической пластинки, вырезанной параллельно оптической оси, заставляя свет падать под углом к её нормали. Двойное лучепреломление в одноосных кристаллах объясняется анизотропией электрических свойств. Уточним, «одноосность» предполагает выделенное направление в кристалле, вдоль которого, не разделяясь, световые лучи распространяются с одинаковой скоростью.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Направим поляризованный луч так, чтобы плоскость падения электромагнитной волны была перпендикулярна к оптической оси (отображена на рис. в виде точек) и составляла угол с нормалью к кристаллической пластинке (рис. 11 а). Происходит преломление в соответствии с законом для изотропных сред, а именно: . Такой луч принято называть обыкновенным. Повернув луч около оси на 90^о (рис. 11 б), мы также будем наблюдать преломление, однако оно отличается смещением луча. Этот луч принято называть необыкновенным, его показатель преломления n_e . Самым замечательным здесь является то, что при промежуточных положениях мы не наблюдаем одного луча с промежуточным углом преломления, а видим два луча - обыкновенный и необыкновенный, с их коэффициентами преломления n_о и n_e. Как и ранее, вектор напряжённости электрического поля раскладывается на два вектора, лежащих вдоль главной оси и перпендикулярной к ней. Каждая компонента поля создаёт своё поле, свою волну. При вращении луча света около его оси интенсивности этих двух лучей всё время меняются; ослабление одного луча сопровождается усилением другого.

Поскольку лучи преломляются дважды, при входе и выходе из пластинки, обыкновенный и необыкновенный лучи выходят параллельными. При соответствующей толщине пластинки можно измерить разность показателей преломления; по смещению пучков.

Теперь проясним причину происхождения названий «обыкновенный» и «необыкновенный» лучи. Начнём вращать кристаллическую пластинку, оптическая ось которой параллельна грани, около нормали к отражающей грани. Для изотропного тела такое вращение не могло бы внести изменения в явление преломления (или отражения). При вращении кристаллической пластинки обнаруживается, что с одним лучом ничего не происходит: его положение в пространстве и интенсивность остаются неизменными. Этот луч и называется обыкновенным. Напротив, необыкновенный луч при этом вращении меняет не только интенсивность, но и своё положение в пространстве. Другими словами, необыкновенный луч не подчиняется законам изотропных сред. В общем случае необыкновенный луч может не находиться в одной плоскости с падающим лучом [4].

Библиографический список

Основной список

1. Бондарев, Б.В. Курс общей физики. В 3 кн. Кн. 1. Механика: учеб. пособие / Б.В. Бондарев, Н.П. Калашников, Г.Г. Спирин. 2-е изд. Москва: Высш. шк., 2005. 352 с.

2. Суханов, А.Д. Фундаментальный курс физики. Учеб. пособие для вузов. В 4-х томах. Том 2. Континуальная физика / А.Д. Суханов. Москва: Агар, 199 - 709 с.

3. Мултановский, В.В. Курс теоретической физики: Классическая электродинамика: учеб. пособие для студентов физико-математических. факультетов педагогических институтов / В.В. Мултановский, А.С. Василевский. Москва: Просвещение, 1990. 272 с.

4. Савельев, И.В. Курс общей физики: Т.3: Оптика, атомная физика, физика атомного ядра и элементарных частиц / И.В. Савельев. Москва: Наука, 1973. 528 с.

5. Лебедев, Я.Д. Физика: учебное пособие в 3-х ч. Часть 1. Механика, колебания и волны, молекулярная физика, электростатика / Я.Д. Лебедев; Мин-во обр. и науки РФ; Вологод. гос. ун-т. Вологда, ВоГУ, 2015. 144 с.

Вспомогательный список

6. Геворкян, Р.Г. Курс физики: учеб. пособие / Р.Г. Геворкян. Москва: Высшая школа, 1979. 656 с.

7. Китайгородский, А.И. Введение в физику / А.И. Китайгородский. Москва: Наука, 1973. 688 с.

8. Минасян, Л.А. Единая теория поля: Философский анализ современны проблем физики элементарных частиц и космологии. Опыт синергетического осмысления / Л.А. Минасян. Москва: КомКнига, 2005. 176 с.

9. Савельев, И.В. Курс общей физики: Т.2: Электричество / И.В. Савельев. Москва: Наука, 1973. 431 с.

10. Лебедев, Я.Д. Пропедевтический курс по физике: учебное пособие / Я.Д. Лебедев. Вологда: ВоГУ, 2014. 86 с.

Размещено на Allbest.ru