Главное меню
Главная О сайте Добавить материалы на сайт Поиск по сайту Карта книг Карта сайта
Книги
Аналитическая химия Ароматерапия Биотехнология Биохимия Высокомолекулярная химия Геохимия Гидрохимия Древесина и продукты ее переработки Другое Журналы История химии Каталитическая химия Квантовая химия Лабораторная техника Лекарственные средства Металлургия Молекулярная химия Неорганическая химия Органическая химия Органические синтезы Парфюмерия Пищевые производства Промышленные производства Резиновое и каучуковое производство Синтез органики Справочники Токсикология Фармацевтика Физическая химия Химия материалов Хроматография Экологическая химия Эксперементальная химия Электрохимия Энергетическая химия
Новые книги
Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 2" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 1" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 12" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 11" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 10" (Журналы)
Книги по химии
booksonchemistry.com -> Добавить материалы на сайт -> Физическая химия -> Шувалов Л.А. -> "Современная кристалография. Том 4" -> 170

Современная кристалография. Том 4 - Шувалов Л.А.

Шувалов Л.А. Современная кристалография. Том 4 — М.: Наука, 1981. — 496 c.
Скачать (прямая ссылка): sovremennayakristalografiyatom41981.djv
Предыдущая << 1 .. 164 165 166 167 168 169 < 170 > 171 172 173 174 175 176 .. 240 >> Следующая

ский. 1938).
Пусть плоскость раздела есть главная плоскость XY тензора е^, и, значит,
оптическая ось кристалла Z совпадает с нормалью к этой плоскости (рис.
205).
Напишем, как обычно, в качестве граничных условий непрерывность
тангенциальных составляющих векторов напряженности поля Еу, Ну и
нормальных составляющих векторов индукции Dz, Вх = Нг:
A ssin(p4-#sSinq)=.A°sin ty'v0lc.
Все векторы мы считаем разложенными на две составляющие: нормальные
плоскости падения (s) и лежащие в этой плоскости (р). Амплитуды векторов
индукции D падающей волны обозначаем через А, отраженной R и преломленных
- Ае и А0, г|/ и г|>" - углы преломления, и и v0 - скорости
необыкновенной и обыкновенной волн. ___
Используя закон преломления sintp/sinij1' -c/v0= f/re±, sin ф/sintj)
=с/v,
осью. TOtg0' =
V ej_ sin ф
l^fc ll (I si'*2 Ф
^s~r^s-A°tz±, Ap-\-Rv-Apvlc, ^pSincp-f-^pSin tp=/lpsm ij)",
(20)
ГЛАВА СЕДЬМАЯ. ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ
350
получим для искомых амплитуд:
1
sin i])" cos ф - --- cos i])" sin ф
cos г|з" sin ф + sin ij>" cos ф
sin 2ф
sin 2ф
----------cos -ф" sin ф -j- sin ij;" cos ф
sin 2(r - f , sin 2ф'
(21)
s sin 2i(>' + sin 2ф s'
По аналогии со случаем изотропных сред найдем такой угол падения при
котором отраженная волна будет полностью поляризованной, т. е. Rp=О*
так что tgT[)" = - tgcp. С помощью закона преломления для одноосных крн-
ел.
сталлов для угла полной поляризации (угол Брюстера) получим формулу
обобщающую на этот случай обычное соотношение tg(p=n для изотропных сред.
Аналогичный результат с заменой Ej_ на ец и наоборот получим и для угла
полной поляризации в том случае, когда пластинка пз одноосного кристалла
вырезана параллельно оптической оси.
Из (22) видно, что в отличие от изотропных сред свет, отраженный от
кристалла под углом Брюстера, вовсе не перпендикулярен ни обыкновенной,
ни необыкновенной волнам или лучам в кристалле.
Полное рассмотрение вопроса об отражении света от прозрачных кристаллов
проведено Федоровым и Филипповым (Федоров, Филиппов, 1976; Федоров,
1958). Показано, в частности, что в отличне от изотропных сред угол
поворота плоскости поляризации линейно-поляризованной волны при отражении
зависит от азимута направления колебаний падающей волны. Получены все
необходимые соотношения, описывающие и полное внутреннее отражение в
кристаллах.
4. Интерференция света в кристаллах
4.1. Эллиптическая поляризация. При прохождении света через
кристаллическую пластинку на выходе будем иметь два когерентных световых
колебания с некоторой разностью фаз 6 = 2itcfyiM, (d - толщина пластинки,
fi - разность показателей преломления, к - длина волны), поляризованные в
двух взаимно перпендикулярных направлениях X, У (см. § 3), которые можно
представит), в виде
(22)
?*=sin т, Еу=к sin (т-б), '
где т=со2; со - круговая частота световых колебаний; к2 - относительная
интенсивность волн.
(23)
351
ИНТЕРФЕРЕНЦИЯ СВЕТА" в;кристалллх
Чтобы определить поляризацию результирующей волны, исключим из этих
уравнений параметр т:
Ь'у-2/г?я?усоя6+&2?2 =/c2sin2 6.
Последнее уравнение показывает, что конец вектора напряженности
электрического поля результирующей волны описывает эллипс; такая волна
называется поэтому э.хлиптически-поляризованной.
Приведем теперь это уравнение к каноническому виду путем выбора новой
главной системы координат X', У', повернутой относительно старой X, 1 на
некоторый угол р, что даст возможность определить направления и полуоси а
и b эллипса колебаний. В главных осях параметрическое представление
эллипса будет иметь вид
ЕХ' =acos(x-6')=cosf5sinx+feinpsin (т-б),
ЕУ' =fein (т-6')=sin|3smT-f Axospsin (т-б).
Тогда
El-Ia--\-El.lb-= 1.
Полагая т = 0 и т = л/2 и обозначив для удобства tga = /c, tgy=b/a,
найдем
tg2|3=tg2acos6, sin2Y = sin2asm6. (24)
Следствием этих формул являются еще две (обратные) формулы:
cos2a = cos2pcos27, tg6 = tg2'y/sin2|3. (25)
Особенно наглядным способом представления эллиптических колебаний
является их изображение точкой на сфере Пуанкаре с координатами 2^
(широта), 2(3 (долгота) (рис. 206). Легко видеть, что при этом всем
точкам на экваторе (у = 0) сферы Пуанкаре соответствуют линейно-
поляризованные волны (6 = 0), точкам полюсов (у= -Ья/4) - циркулярно-
лолярнзовашше волны (а= Ъ) с противоположным направлением обхода. С
помощью сферы Пуанкаре легко решается одна из основных задач
кристаллооптики о прохождении зллиптически-поляризованиого света (с
параметрами 2р, 2у) через кристаллическую пластинку, создающую разность
фаз Д, когда одно из направлений колебаний в пластинке составляет с осью
X угол е. Новая точка на сфере 2f5', 2у', определяющая параметры
вышедшего эллиптически-поляризован-ного света, получается из исходной
путем поворота сферы на угол Двокруг оси, лежащей в экваториальной
плоскости на долготе 2г.
Эллиптическая поляризация может быть описана комплексным вектором Джонса
Е0 (Шерклифф, 1965), если напряженность электрического поля световой
Предыдущая << 1 .. 164 165 166 167 168 169 < 170 > 171 172 173 174 175 176 .. 240 >> Следующая

Авторские права © 2011 BooksOnChemistry. Все права защищены.
Реклама