Реферат: Вывод и анализ формул Френеля на основе электромагнитной теории Максвелла
МГТУ им Н.Э.Баумана
гр. ФН2-41
Котов В.Э.
Вывод и анализ формул Френеля на основе электромагнитной теории Максвелла.
(по материалам лекций Толмачева В.В.)
Постановка задачи
Пусть имеются две диэлектрические среды 1 и 2, с электрической и магнитной проницаемостью и соответственно. Из среды 1 в 2 падает плоская монохроматическая волна (границу раздела будем считать плоской).При переходе через границу раздела волна разделится на две части: отраженную волну (в среде 1) и преломленную волну (в среде 2), необходимо выяснить соотношения между углами и , а также между интенсивностями падающей и отраженной волн (рис 1).
рис.1
Данная волна должна представлять собой точное решение уравнений Максвелла: и (1) (учитывая, что среда диэлектрическая, т.е. )
для плоской монохроматической волны точное решение этих уравнений будет (если оси Х направить в сторону распространения волны):
и (==0) (2)
где A и B, и , — постоянные (не зависят от времени и координаты) ,
и — характеристики среды, в которой распространяется волна ,
, t — рассматриваемый момент времени
x — рассматриваемая координата на оси Х
V — скорость распространения волны в данной среде
(естественно, в силу линейности уравнений Максвелла любая сумма таких волн будет также их точным решением )
Также она должна удовлетворять условиям на границе раздела: и не терпят разрыва на поверхности раздела, и также не терпят разрыва, поскольку на границе раздела не течет ток и нет поверхностной плотности заряда:
(3)
(индексом 1 обозначаем все, относящееся к первой среде, индексом 2 — ко второй)
Таким образом, необходимо построить точное решение уравнений (1), удовлетворяющих условиям (3). Для этого рассмотрим два случая: случай ТМ -волны (р-волны ) — вектор перпендикулярен плоскости падения (трансверсальная магнитная), и случай ТЕ-волны (s-волны)- вектор перпендикулярен плоскости падения (трансверсальная электрическая). Любая плоская волна (с любой поляризацией) может быть представлена как линейная комбинация двух таких волн.
Случай ТМ -волны (p — волны )
рис.2
Из рисунка видео, что , запишем условия равенства на границе раздела :
( учитывая, что волна в среде 1 есть сумма падающей и отраженной волн)
подставляем значения:
подставляем из (2) :
Аналогично, поскольку получаем для вектора на границе раздела:
( c учетом (2) )
для выполнения равенств для и потребуем равенства аргументов косинусов :
потребуем также равенства начальных фаз:
из рисунка видно, что: , (4)
(,и — соответственно: угол падения, угол отражения и угол преломления ), тогда имеем :
из равенства аргументов получаем :
(т.к. , )
т.е. получены, как и следовало ожидать, законы отражения и преломления света
разделим теперь выражения дляи на , получим (c учетом (4) ) следующую систему :
(5)
здесь неизвестными являются и , а — заданно.
Умножим первое уравнение на а второе на и вычтем из первого второе, тогда члены ссократятся и получим:
поскольку для неферромагнетиков магнитная проницаемостьнезначительно отличается от единицы, то для сравнительно широкого класса сред можно считать , тогда:
.
( разделим числитель и знаменатель на , и учтя, что)
применив закон преломления, получим (6):
из второго уравнения системы (5) получаем для :
(поскольку полагаем ,), тогда:
(7)
проверим теперь выполнение еще двух условий на границе раздела, которые мы не учли -и . Второе равенство выполняется заведомо, поскольку , проверим первое равенство :
из рисунка видно, что , а подставим значения ,и ( из 2), сократив сразу на , и учитывая (4) :
(выражая через второе уравнение системы (5) )
Таким образом действительно получено точное решение уравнений (2), удовлетворяющее всем начальным условия. Итак, имеем следующие формулы Френеля для случая s-волны для отражения и преломления (из (6) и (7) ):
и
Случай ТЕ -волны ( s — волны)
рис.3
Из рисунка видно, что
Условия (3) для и :
подставляя значения и из (2) получим :
как и в случае ТМ-волны предполагаем равенство аргументов косинусов и совершенно аналогично получаем в этом случае закон отражения и преломления света, сокращая на и с учетом (4) получим систему :
(8)
умножим первое уравнение на а второе на и вычтем из первого второе :
поскольку мы полагаем (см. выше) то
(9)
из второго уравнения системы (8) получаем:
(10)
проверим теперь неучтенные условия на границе раздела: и .
Второе условие выполняется, поскольку , проверим выполнение равенства: из рисунка видно, что , а подставим значения ,и ( из 2), сократив сразу на , и учитывая (4) получим:
подставляем из второго уравнения системы (8) :
таким образом мы действительно нашли точное решение уравнений (2), удовлетворяющее всем начальным условиям. В случае p-волны имеем следующие формулы Френеля для отражения и преломления (из (9) и (10))
и
Анализ формул Френеля
Исследуем отношения энергий (точнее плотности потока энергий ) падающей и отраженной ТМ и ТЕ волн и падающей и прошедшей волн в зависимости от угла падения . Для этого рассмотрим отношение нормальной составляющей вектора Пойтинга падающей и отраженной (и в случае ТМ и ТЕ волн соответственно) и падающей и прошедшей (
и ) волн. Тогда с из полученных формул Френеля для отражения и преломления, с учетом (2) будем иметь:
А. Отражение
Исследуем сначала поведение и на границах отрезка :
при (просто положить равным нулю нельзя, потому что будет неопределенность ):
для случая падения из воздуха в стекло ():
т.е. это величина порядка нескольких процентов (можно заметить, что если поменять среды местами — т.е. рассматривать падение из воды в воздух, то это значение не изменится)
В случае падения из оптически менее плотной среды в оптически более плотную при:
Действительно, преломленной волны при скользящем падении не образуется и интенсивность падающей волны не меняется.
В случае падения из оптически более плотной среды в оптически менее плотную, необходимо учесть явление полного внутреннего отражения, когда прошедшей волны нет — вся волна отражается от поверхности раздела. Это происходит при значениях больших, чем , вычисляемого следующим образом:
[1] [к1]
Для падения из стекла в воздух
Здесь не рассматривается полное внутреннее отражение, поэтому в случае падения из оптически более плотной среды в оптически менее плотную изменяется до , в этом случае:
Далее исследуем поведение этих функций между крайними точками, для этого исследуем на монотонность функции: и
Нам понадобится производная , найдем ее как производную функции, заданной неявно :
Знак этой производной ( поскольку , ) зависит только от знака выражения , это выражение > 0, когда (то есть падение из оптически мене плотной среды в оптически более плотную ) и <0, когда (из более оптически плотной в менее оптически плотную ), следовательно в первом случае монотонно возрастает, а во втором, убывает. Но в случае , следовательно по модулю это выражение будет возрастать, в случаеоно также будет по модулю возрастать. Таким образом, , как квадрат этого выражения, в обоих случаях монотонно возрастает от при до 1 при .или.
Знак этой производной ,( поскольку ,
есть >0 при и <0 при .
Знак функции меняется следующим образом :
приесли невелико>0, но эта функция проходит через нуль. Поскольку числитель, при рассматриваемых пределах изменения в 0 обращаться не может[2] [к2] это происходит тогда, когда знаменатель обращается в бесконечность т.е.:
Это есть угол Брюстера (), при котором обращается в 0, то есть отраженная волна отсутствует. Для случая падения из воздуха в стекло , для обратного случая (из стекла в воздух) При переходе через этот угол меняет знак на минус, следовательно как квадрат этой функции сначала убывает (до нуля), а затем возрастает (до 1).
При для небольших<0, при переходе через знак будет меняться на плюс. Переход через действительно будет иметь место, хотя изменяется до , а не до , поскольку . Таким образом снова монотонно убывает до 0, а затем монотонно возрастает до 1.
Итак ,в обоих случаях сначала монотонно убывает от при до 0 при , а затем монотонно возрастает до 1 при или .
Полученные зависимости иллюстрируются следующими графиками :
на первом показана зависимость (сплошная линия) и (пунктирная линия) от для случая падения волны из воздуха в стекло (n=1.51)
на втором -для случая падения волны из стекла в воздух
В. Преломление
Для анализа поведения и воспользуемся следующим соображением — падающая волна на границе раздела разделяется на две — прошедшую и отраженную, причем энергия падающей волны (энергия, переносимая волной через границу раздела сред) уходит в энергию отраженной и преломленной волн (поскольку никаких других источников нет). Поэтому, поскольку коэффициент показывает отношение энергии прошедшей волны к энергии падающей, — отношение энергии отраженной волны к энергии падающей в p-волне, а и — аналогичные отношения в s-волне, должны выполнятся соотношения :
и
Действительно, проверим это :
рассмотрим отдельно числитель:
таким образом действительно , аналогично
Таким образом, используя предыдущее исследование ,можно сказать, что :
Для случая падения из воздуха в стекло (а можно заметить, что если среды поменять местами, то это значение не изменится )
Между этими точками и ведут себя противоположно и .
Окончательно, монотонно возрастает от ()до , а затем монотонно убывает до 0 ( при ), монотонно убывает от до 0 (при тех же пределах изменения). Причем как для случая падения из менее оптически плотной среды, так и из более оптически плотной. Ниже на рисунке представлены графически зависимости для обоих этих случаев.
С. Набег фаз при отражении и преломлении
Из формул Френеля следует, что отношения ,,и могут в принципе получится и отрицательными. Поскольку амплитуда есть существенно положительная величина, в этом случае имеет место сдвиг фазы волны на. Далее выясним, когда такой сдвиг имеет место.
В случае отраженной p-волны , как установлено в п. А, эта функция
при n>1 больше 0 при и меньше 0 при , при n<0 промежутки знакопостоянства меняются местами. Таким образом, в случае падения из менее оптически плотной среды в более плотную сдвиг фаз нав отраженной p-волне наблюдается при , а в случае падения из более плотной в менее плотную — при.
В случае отраженной s-волны , эта функция меньше 0 при и больше 0 в противном случае. Таким образом, сдвиг фаз нав отраженной s-волне наблюдается при падении из менее оптически плотной среды в более плотную, и не наблюдается при падении из более плотной среды в менее плотную .
В случае произвольно падающей линейно поляризованной волны, которая представляется в виде суммы p и s-волн, в отраженной волне, таким образом, можно получить, в общем случае волну произвольной (эллиптической) поляризации .
Для исследования сдвига фаз в прошедшей волне, воспользуемся соотношениями, возникшими как промежуточные результаты при выводе (7) и (10) :
и
из этих соотношений видно, что, поскольку и , то всегда и . То есть, в прошедшей волне изменения фазы не происходит (причем это верно для волн произвольной поляризации).
Дополнительная литература :
Cивухин Д.В. “Общий курс физики. Оптика”, Москва, “Наука”,1985г.
Савельев И.В. “Курс общей физики”, том 2, Москва, “Наука”, 1979г.
[1] -здесь под n понимается показатель преломления той среды, куда падает луч относительно той, откуда он падает, в оптике в этом случае под n понимают показатель преломления оптически более плотной среды относительно оптически менее плотной, т.е. в этом случае в этой формуле стоит
[2] — числитель также не может обращаться в бесконечность, поскольку это возможно только в случае , но в этом случае , а это невозможно т.к. и
[к1] -здесь под n понимается показатель преломления той среды, куда падает луч относительно той, откуда он падает, в оптике в этом случае под n понимают показатель преломления оптически более плотной среды относительно оптически менее плотной, т.е. в этом случае в этой формуле стоит