Жарық поляризациясы

Жарық поляризациясы 

Электромагниттік толқындардың көлденеңдігі 

          Интерференция және дифракция  жарықтың толқындық қасиеттерін  анық көрсеткенмен де жарық  толқындары қума әлде көлденең  толқындар ма деген сұраққа  жауап бере алмайды. Шынында,  оларға тән эффектілер екі толқын түрінде де байқала береді. Максвелдің жарық электромагниттік теориясынан жарық көлденеңдігі шығады.

                        Оптикада Ē векторының тербеліс бағыты мен сол тербелістер таралатын (сәуле) бағыт арқылы өтетін жазықтықты поляризация жазықтығы деп атау кесілген. Ал толқынның магнит индукциясы және сәуле орналасқан жазықтықты тербеліс жазықтығы деп атайды. Әлбетте, бұл жазықтықтар өзара перпендикуляр болады.

                         Шығарылатын толқындардың көлденеңдігін  және олардың сызықтық поляризациясын радиожиіліктерде оңай байқауға болады; егер толқын еркін таралса, онда электр векторының кеңістіктегі бағыты өзгеріссіз қалады; әрине, бұл тұжырым электр векторына перпендикуляр болатын магнит векторы үшін де күшін жоймайды.

                        Егер сәулелену түзу сым арқылы  жүргізілсе, ал қабылданушы сым  сулеленуші сымға параллель болса,  онда әсіресе қабылдау күшті  болады. Қабылдаушы сымды сәулеленгіш  сыммен қосатын түзудің айналасында  айналдырсақ, қабылдау әлсірей  бастайды да сымдар бір-біріне перпендикуляр болған кезде әбден жоғалып кетеді. 5.1-суреттен кернеулік векторының қабылдаушы сымның  РР бағытына (сулеленгіш сымның бағытымен бағыттас) проекциясы Е_m мен Е` арасында мынадай байланыс болатыны көреміз

                                             Е = Е_mcosφ. 

            Бұл проекция қабылдағыш тетіктегі  ток мәнін анықтайтындықтан, ал  қабылдау интенсивтігі I ток квадратына пропорционал болатындықтан

                                       I = I₀ cos² φ.                                                                            (5.1) 

            Егер бір-біріне параллель сәулеленгіш  және қабылдағыш арасына параллель  металл сымдардан құрастырылған  торды толқын жылдамдығының векторына нормаль жазықтықта орналастырып және оны өзіндік жазықтығында айналдырсақ, өткінші толқын интенсивтігінің өзгерісінің тап осындай заңдылығы алынады. Тор өткізбеген толқын энергиясы тордан шағылады; металда болатын аздаған жұтылуды ескермеуге болады.

            Әрине, қума толқындарда ешқандай  поляризация туралы әңгіме болмауы  тиіс, себебі сәуле арқылы өтетін  барлық жазықтықтар бір-бірімен  пара-пар.

             Жарық толқындарының көлденеңдігі  байқалатын оптикалық тәжірибелерді  жақсы түсіну үшін әуелі сантиметрлі электромагниттік толқындармен жүргізілетін бірнеше тәжірибелерге тоқталайық. Толқындар шығаратын генератор сызықтық поляризация беретін рупормен жабдықталған. Электр өрісінің векторы рупордың енсіз жағына параллель, оны тәжірибеден толқынды түзусызықты сыммен қабылдау арқылы дәлелдеуге болады. Тоолқын шығаратын 1-рупорды Ē векторының тербелісі сурет жазықтығында өтетіндей етіп (5.2-сурет), ал қабылдағыш 2-рупорды ХОΖ жазықтығында орналасқан кейбір кедергіден шағылған сәулелерді қабылдайтындай етіп орналастырамыз. Онда түсетін толқынның Ē векторы сурет жазықтығында жататын болады.

      5.1-сурет                                                       5.2-сурет 

              Бұл шағылдырғыш түзусызықты сымдар жиынтығынан тұрады, олар өз осьтеріне перпендикуляр жұқа диэлектрлік стерженьдерге орналастырылған жарты толқынды дипольдер болып табылады. Диполь саны – 20..30; стержень ұзындығы 15...25 см. Тап осындай үш-төрт стержень ХОΖ жазықтығында бір-біріне параллель орналастырылады. Стерженьдерді өз осьтерінен айналдыруға болады, соның арқасында шағылдырышқа түсетін толқынның Ē векторына қарағандағы дипольдер бағдармалары өзгеріп отырады. Дипольдердің горизонталь А жағдайындағы әр түрлі түсу бұрышында әр уақытта ла оған тең α шағылу бұрышын тауып алуға мүмкіндік бар және ол мезгілде қабылдағыш әр түрлі интенсивтігі бар толқындарды қабылдайды (әр түрлі түсу бұрыштары үшін).

      Бірақ, егер дипольдерді шағылған сәулелер бағытында орналастырсақ (В жағдайы), онда қабылдау тоқталады. Оның себебі түсінікті: дипольдер өз осінің бағытында сәулеленбейтіндіктен, ол ось шағылу заңымен анықталатын бағытпен дәл келгенде шағылған сәуле пайда бола алмайды.

             Егер екі рупорды да Ē вектор сызба жазықтығына перпендикуляр болатындай етіп (ал ол түсу жазықтығы) 90°-қа бұрсақ , онда әр уақытта да дипольден шағылу (шағылдырғышта ОY осінің айналасында 90°-қа бұрылуы керек) құбылысы болады (әрине, шағылған сәуле бағытында, яғни α бұрышы бойымен). Және де бұл қорытынды түсінікті-ақ: енді диполь осі еш уақытта да шағылған сәуле бағытымен сәйкеспейді, сондықтан да әр уақытта да шағылу болады.

             Сонымен, егер түсетін сәуленің  электр векторы түсу жазықтығында  жатса, онда сәуле мүлде шағылмайды. Ал егер ол бұл жазықтыққа перпендикуляр болса, онда шағылуды жою мүмкін емес. 

Брюстер құбылысы. Табиғи жарық 

                 Егер кәдімгі жарықты жазық  диэлектриктерден шағылдырса, онда, әлбетте, жарық әрі шағылады, әрі  сынады. Бірақ жарық бір диэлектриктен (5.3-сурет) жасалған екі пластинкадан екі қайтара шағылғанда (әрі диэлектриктер бетіне түсу бұрыштары бірдей болуы керек), бірінші диэлектриктен жарық шағылатындай, ал екіншісіне түсетін жарықтың түсу жазықтығы бірінші диэлектрикке түсу жазықтығына перпендикуляр болатындай етіп түсу бұрышын қалап алса, шағылған сәуле мүлдем жойылады. Бұл құбылысты Брюстер эффектісі  деп атайды. Жарықтың шағылуы дегеніміз түскен жарық электромагниттік толқын тудыратын диэлектриктің молекулалық дипольдерінің сәулеленуінің қорытындысы.

                  Түсу келе жатқан толқындағы Ē векторының бағыты ретсіз және тез өзгеріп отырады делік (жарық дегеніміз жарқыраушы дене атомдарының ретсіз сәулелену актілерінің жиынтығы болғандықтан, бұл құбылыс мүмкін болады). Бұл кезде диэлектрик молекулаларының  тербелісін анықтайтын сынған сәулеге перпендикуляр болады (5.4-сурет). Егер α бұрышы шағылған сәуле бағыты сынған сәулеге тұрғызған нормаль дәл келетіндей етіп алынса, онда түсу жазықтығында жатқан Ē векторы құраушысының кескіні алынбайды. Бірінші пластинкадан   

шағылған  жарық құрамындағы Ē вектор құраушысының тек қана түсу жазықтығына нормалі ғана сақталады, яғни шағылған жарық сызықты (жазық) поляризацияланған болады. Ал егер ол тура сондай диэлектрикке түссе, әрі тербелістер түсу жазықтығында жатса, онда шағылған сәуле толығымен жойылып кетуі тиіс, шынында да бұл құбылыс байқалады. Түсу жазықтығының басқа жағдайында да шағылу болады (оны байқау үшін түсу бұрышын өзгертпей екінші диэлектрикті сәуле айналасында айналдыру керек).

                  Тәжірибе сәтті орындалуы үшін  қажетті Брюстер бұрышы шағылған  сәуленің сынған сәулеге  перпендикулярлық шартымен анықталады. Суреттен

                                    а + у = 90⁰,

демек, Брюстер бұрышы мына шартты қанағаттандыратыны көрініп тұр

                                    n = √ε = tg a = n,                                                           (5.2)

мұндағы n – диэлектриктің сыну көрсеткіші. Осы тәжірибенің өзі де жарық толқындарының көлденеңдігін дәлелдеуге жеткілікті-ақ. Сынған сәуленің әруақытта да болатындығын атап өту қажет. 1-тарауда түсу жазықтығына параллель (r_││) немесе перпендикуляр (r_┴) электор векторы бар сызықты поляризацияланған жарықтың шағылу коэффициентін анықтайтын (амплитуда бойынша) Френель формулалары келтірілген болатын  
 
 

мұндағы α₁ мен α₂ – тусу және сыну бұрыштары.

        Шағылу энергиялары бойынша R_┴ және R_││ коэффициенттері r_┴² және r_ll тең.

      Қарастырылған тәжірибе қорытындысы  (5.3) теңдеумен сипатталады және сантиметрлік толқындармен жүргізілген тәжірибе қорытындыларымен дәл келеді. әрине, Брюстер бұрышын диэлектриктен сантиметрлік толқындардың шағылу кезінде де байқауға болады. Бірақ оның шамасы оптикалық толқындар үшін алынған шамадан өзгеше болуы мүмкін, себебі ε диэлектрлік өтімділігі жиілікке тәуелді болады.