- •1. Характеристика оптического диапазона электромагнитных волн. Особенности видимого диапазона
- •3. Т.К. K, w, m0, e0 – вещественные величины, то это значит, что e и b в плоской эмв колеблются в одинаковой фазе.
- •Складывая почленно (2.55) и (2.56) и обозначив
- •7. Волна с круговой или эллиптической поляризацией как суперпозиция волн с линейными поляризациями и линейно поляризованная волна как суперпозиция волн с круговой поляризацией.
- •8. Понятие дисперсии света. Классическая электронная дисперсия.
- •9 Нормальная и аномальная дисперсия.
- •10. Модулированные волны и волновые пакеты. Распространение волновых пакетов в диспергирующей среде. Групповая и фазовая скорость. Формула Рэлея.
- •11 Отражение и преломление света на границе двух диэлектриков.
- •13.Энергетические и фазовые соотношения при преломлении света на границе раздела двух сред. Явление Брюстера.
- •14.Полное внутреннее отражения. Примеры его проявления и использования.
- •15. Распространение света в проводящих средах. Комплексный показатель преломления. Отражение света от поверхности проводника. Глубина проникновения. Закон Бугера.
- •16. Геометрическая оптика как предельный случай волновой оптики.
- •17.Центрированные оптические системы. Параксиальное приближение. Кардинальные элементы оптической системы.
- •18. Линза, её основные элементы. Тонкие и толстые линзы. Фокусное расстояние линзы. Построение изображения в оптических системах.
- •19. Оптические приборы.
- •24 Многолучевая интерференция.
- •28 Дифракционная решетка.
- •29. Критерий рэлея. Дисперсионная область и разрешающая спрособность дифракционной решётки.
- •30. Принципы голографической записи изображений. Схемы записи и воспроизведения голограмм.
- •31. Анизотропные среды. Тензор диэлектрической проницаемости. Распространение плоской электромагнитной волны в анизотропной среде. Эллипсоид лучевых скоростей.
- •32. Оптическая ось. Двуосные и одноосные кристаллы. Двойное лучепреломление. Обыкновенный и необыкновенный лучи. Поляризация при двойном лучепреломлении.
- •33. Поляроиды. Поляризационные и двоякопреломляющие призмы.
11 Отражение и преломление света на границе двух диэлектриков.
Граничные условия для векторов поля световой волны на границе между двумя диэлектриками при отсутствии свободных зарядов и токов проводимости имеют вид:(4.25) – (4.26)
где t, n – индексы тангенциальной (касательной к границе раздела) и нормальной компоненты вектора соответственно.
Пусть на плоскую границу двух диэлектриков с абсолютными (не относительными !) проницаемостями (e1 ; m1) и (e2 ; m2) (магнитную проницаемость пока оставим в общем виде) падает под некоторым углом плоская световая волна (рис.4.3). Тогда для напряженностей электрического поля в падающей, отраженной и преломленной волнах соответственно имеем:
(4.27)
где – волновые числа, причем– скорости света в 1-й и 2-й средах.
Законы отражения и преломления света на границе полностью определяются граничными условиями (4.25) и (4.26). Для электрического поля с учетом (4.27) граничные условия принимают вид:
(4.28)
Отметим, что начало отсчета вектора r (точка 0’ ) совершенно произвольно. Если 0’ лежит не на поверхности раздела, то(4.29)
При этом в (4.28): . Но для любой точки поверхности, поэтому удобно точку0’ поместить на границе раздела.
Равенство (4.28) будет соблюдаться для произвольных значений r и t только при(4.30)
. (4.31)
Отсюда следует, что . (4.32)
(Частота ЭМВ при отражении и преломлении не меняется.)
Выберем точку 0’ так, чтобы вектор (т.е. направим перпендикулярно плоскостиXZ рис.4.3). Тогда , а из (4.31) следует, что и. Отсюда следует, чтоволновые векторы падающей, отраженной и преломленной волн (условно пока назовем направление k лучом) лежат в одной плоскости. Плоскость, в которой лежат волновой вектор k0 и нормаль к поверхности раздела n в точке падения луча, называется плоскостью падения. Из рис.4.3 видно, что
(4.33)
Тогда с учетом (4.31) получаем:
(4.34)
или из (4.27) и (4.32):(4.35)
Вспомним, что – показатели преломления. Из (4.35) можно сделать следующие выводы:
. (4.36)
. (Закон Снеллиуса) (4.37)
Введем обозначение
–относительный показатель преломления. (4.38)
Тогда закон Снеллиуса примет вид:
(4.39)
При (падение из менее оптически плотной в более оптически плотную среду)(рис.4.4). При(рис.4.5).
Вообще говоря, вектор E0 в падающей волне может иметь произвольный азимут a (угол между E и плоскостью падения. Разложим векторы электромагнитного поля на две составляющие: перпендикулярные плоскости падения (будем обозначать их индексом s (или ⊥) и параллельные плоскости падения (будем обозначать их индексом p (или || )) (рис.4.6):
(4.40)
Видно, что векторы исоставляют правовинтовые тройки векторов и образуют сами плоские ЭМВ. Кроме этого видно, что, т.е. плотность потока энергии исходной волны равна сумме плотностей потока энергии волн, на которые она разлагается.
Т.о. плоскую волну с произвольным азимутом можно разложить на сумму волн, у одной из которых Ep (p – поляризация) лежит в плоскости падения, а у другой Es (s – поляризация) – перпендикулярна ей. Изучив поведение этих волн на границе с учетом принципа суперпозиции и аддитивности (в данном случае) плотностей потока энергии, получим поведение ЭМВ с произвольным азимутом.
12 Отражение и преломление s-поляризованной ЭМВ. (Рис.4.7)
Введем единичные векторы в направлении волновых векторов:
(4.41)
Как направлены векторы E1 и E2 заранее не известно. Направим условно их так, как показано на рис.4.7. Если знак получится отрицательный, значит векторы направлены в противоположную сторону.
Граничные условия для s–поляризации (индексы s опустим):
(4.42) – (4.43)
Обозначим–волновое сопротивление (импеданс) среды. (Для вакуума .) В оптике, в отличие от электричества, понятие волнового сопротивления среды практически не используется. Но для удобства записи мы им временно воспользуемся. Тогда
(4.44)
Из рис.4.7 можно найти связь :
(4.45)
Для дальнейшего использования в (4.43) получим из (4.44) и (4.45) скалярное произведение для любой из рассматриваемых волн:
. (4.46)
С учетом известной из векторного анализа формулы
(4.47)
получаем:
(4.48)
Тогда из (4.43) имеем:
Соотношения (4.49) и (4.42) совместно можно записать в виде:
(4.49)
(4.50)
Обозначим:
–ампл. коэффициент отраж.(4.51)
–амплитудный коэффициент пропускания.(4.52)
Учтем, что(4.53)
При система (4.50) имеет действительное решение для всех угловq0 . Если она имеет действительное решение лишь для углов(подробнее этот случай рассмотрим позднее). Тогда имеем:
(4.54) – (4.55)
(Обобщенные формулы Френеля для s – поляризации)
Для диэлектриков в оптическом диапазоне обычно . Тогда из (4.54) и (4.55) получим общепринятые формулы Френеля дляs – поляризации:
(4.56) – (4.57)
Графики зависимостей идляприведены на рис.4.8. При отражении света от диэлектрика сфаза отраженной волны изменяется наp. При преломлении в этом случае изменения фазы нет. При отражении света от диэлектрика с скачка фазы наp не происходит ни для отраженной, ни для преломленной волны (для углов рассмотрение – ниже).
Отражение и преломление p–поляризованной ЭМВ.
Рассмотрение в данном случае проводится аналогично случаю s–поляризации. Для этого учтем, что
(4.58) – (4.59)
Отсюда.(4.60)
Граничные условия для p–поляризации принимают вид:
(4.61) – (4.62)
Подставляя (4.60) в (4.61), получаем:
4.63). (4.64)
Для действительных углов преломления получаем обобщенные формулы Френеля для p–поляризации
(4.65) – (4.66)
или для диэлектриков с m1 = m2 :
(4.67) – (4.68)