Раздел 3: Волновая оптика Лекция 19 (2) План
реклама
Раздел 3: Волновая оптика Лекция 19 (2) Волновые свойства света: поляризация; дисперсия. Поглощение света. Эффект Черенкова-Вавилова План 1. Поперечность световых волн и виды поляризация света 1.1. Линейная поляризация 1.2. Частично поляризованный свет. Степень поляризации 1.3. Эллиптическая и круговая поляризация 2. Закон Малюса 3. Поляризация света при отражении. Закон Брюстера 4. Элементы кристаллооптики. Двойное лучепреломление 5. Анизотропия – причина двулучепреломления 6. Дихроизм 7. Призма Николя 8. Искусственное двулучепреломление 9. Вращение плоскости поляризации. Поляриметрия 10. Применение поляризации: ЖК-монитор 11. Интерференция поляризованного света 12. Явление дисперсии света. Дисперсия вещества. Нормальная и аномальная дисперсия 13. Теория дисперсии Лоренца. Связь поглощения света и аномальной дисперсии 14. Поглощение света. Закон Бугера 15. Эффект Черенкова-Вавилова 1. Поперечность световых волн и виды поляризации света Следствием теории Максвелла является поперечность световых волн: векторы напряженности электрического E и магнитного H полей волны взаимно Рис.19.2 Рис.19.1 перпендикулярны и колеблются перпендикулярно вектору скорости распространения волны (рис.19.1). При рассмотрении поляризации обычно все 1 рассуждения связывают с плоскостью колебаний вектора напряженности электрического поля E – светового вектора, так как химическое, физиологическое и другие виды воздействия света на вещество обусловлены главным образом электрическими колебаниями. Электромагнитная волна от отдельного элементарного излучателя (атома, молекулы) всегда поляризована. В свете, испускаемом обычными источниками, имеются колебания, совершающиеся в различных направлениях, перпендикулярных к лучу. В таких световых волнах, исходящих из различных элементарных излучателей (атомов), векторы E имеют различные ориентации, причем все эти ориентации равновероятны, что обусловлено большим числом атомных излучателей. Такой свет называется естественным, или неполяризованным (рис.19.2). 1.1. Линейная поляризация Свет называется линейно (или плоско) поляризованным, если колебания светового напряжённости электрического поля происходят в одной плоскости (плоскость ОXY на рис.19.1). Плоскополяризованный свет можно получить из естественного с помощью приборов, называемых поляризаторами (рис.19.3). Эти приборы свободно пропускают колебания, параллельные Рис.19.3 плоскости, которая называется главной плоскостью поляризатора, и полностью задерживают колебания, перпендикулярные к этой плоскости. Действие поляроида можно проиллюстрировать на механической модели (рис.19.4): упругая поперечная волна, распространяющаяся по шнуру, проходит беспрепятственно, если щель в преграде ориентирована так же, как и плоскость колебаний. Если плоскость колебаний перпендикулярна щели, колебаний за преградой не будет. То же и для Рис.19.4 2 электромагнитной волны (рис.19.5). С помощью поляризатора (поляроида) из пучка естественного света можно выделить часть, в которой колебания вектора E будут происходить в одном определенном направлении в плоскости, перпендикулярной лучу, т.е. выделенный свет будет линейно поляризованным (рис.19.3). Плоскость, в которой колеблется световой вектор (то есть вектор напряжённости электрического поля E ), называется плоскостью колебаний. По историческим причинам плоскостью поляризации была названа не плоскость, в Рис.19.5 которой колеблется вектор E , а перпендикулярная к ней плоскость (см. рис.19.1). Естественный свет можно представить как суперпозицию двух некогерентных волн одинаковой интенсивности, линейно полиризованных во взаимно перпендикулярных плоскостях (рис.19.6). Отсюда получим, что, проходя через идеальный поляроид, естественный свет ослабляется вдвое: 1 (19.1) I 0 I åñò.. 2 Рис.19.6 3 1.2. Частично поляризованный свет. Степень поляризации При прохождении естественного света через неидеальный поляроид свет становится частично поляризованным, то есть колебания светового вектора происходят во всевозможных направлениях, но существует преимущественное направление колебаний. Частично поляризованный свет можно представить как суперпозицию лучей естественного и линейно поляризованного (рис. 19.7, а), либо как суперпозицию двух некогерентных линейно поляризованных во взаимно перпендикулярных плоскостях лучей разной интенсивности (рис. 19.7, б). Рис.19.7 Поставим на пути частично поляризованного света идеальный поляроиданализатор. Если его главная плоскость параллельна плоскости колебаний поляризованной компонентны I ïîëÿðèç. (рис. 19.7, а), то она пройдёт через анализатор. Половина интенсивности неполяризованного естественного света тоже пройдёт (19.1). На выходе из анализатора интенсивность света будет максимальна и равна: I I max I ïîëÿðèç. åñò. . 2 Повернув главную плоскость анализатора на угол 900, получим минимальную интенсивность на выхоле, так как поляризованная компонента не пройдёт: I I min åñò. . 2 Степенью поляризации Р частично поляризованного света называется I I min P max , (19.2) I max I min или: I I I ïîëÿðèç. åñò. åñò. I ïîëÿðèç. I ïîëÿðèç. I I min 2 2 P max . I åñò. I åñò. I ïîëÿðèç. I åñò. I ïîëíàÿ I max I min I ïîëÿðèç. 2 2 4 Степень поляризации, таким образом, показывает долю поляризованной компоненты от полной интенсивности света. 1.3. Эллиптическая и круговая поляризация Рассмотрим две когерентные плоскополяризованные световые волны, распространяющиеся вдоль оси x, плоскости колебаний которых взаимно перпендикулярны. Пусть колебания в одной волне совершаются вдоль оси y, во второй – вдоль оси z (рис.19.8). Проекции световых векторов этих волн на соответствующие оси изменяются по закону: E x Ax cos t (19.3) E y Ay cos t . Величины E x и E y представляют собой координаты конца результирующего светового вектора E . Исключая переменную t, получим: x2 Ax2 y2 Ay2 2 xy cos sin 2 . Ax Ay (19.4) В общем случае это – уравнение эллипса. Таким образом, две когерентные плоско поляризованные световые волны, плоскости колебаний которых взаимно перпендикулярны,при наложении друг на друга дают волну, в которой световой вектор (вектор E ) изменяется со временем так, что конец его описывает эллипс. Такой свет называется эллиптически поляризованным. При разности фаз эллипс вырождается в прямую, и получается плоско поляризованный свет. При разности фаз и равенстве амплитуд 2 складываемых волн эллипс превращается в окружность. В этом случае получается свет, поляризованный по кругу: конец светового вектора описывает окружность (рис.19.9). В зависимости от направления вращения вектора E различают правую и левую эллиптическую и круговую поляризацию. На Рис.19.8 5 рис.19.8 поляризация – левая (конец вектора E вращается по часовой стрелке, если смотреть навстречу лучу), а на 19.9 и 19.10 – правая. Рис.19.9 Рис.19.10 2. Закон Малюса Поставим на пути естественного луча два поляризатора, главные плоскости которых образуют угол φ (рис.19.11). При вращении поляризатора вокруг направления естественного луча интенсивность прошедшего плоскополяризованного света остаётся одной и той же, изменяется лишь ориентация плоскости колебаний света, выходящего из прибора. 6 Пусть E0 – амплитуда колебаний падающей на анализатор волны. Разложим это колебание на два взаимно перпендикулярных, происходящих в одной и той же фазе, с амплитудами: E|| – параллельно главной плоскости анализатора и E – перпендикулярно ей (рис.19.11). (19.5) E|| E0 cos ; E E0 sin . Первое колебание пройдёт через анализатор; второе будет задержано. Интенсивность волны пропорциональна квадрату её амплитуды: I E0 2 , поэтому из (19.5) получим: E||2 E02 cos2 , или для интенсивности I прошедшей через анализатор волны: (19.6) I I 0 cos2 , где I0 – интенсивность падающей на анализатор линейно поляризованной волны, φ – угол между главной плоскостью анализатора и плоскостью колебаний падающей на анализатор волны. Рис.19.11 Или: φ – угол между главными плоскостями поляризатора и анализатора. Соотношение (19.6) носит название закона Малюса. В естественном свете все значения φ равновероятны. Поэтому доля света, прошедшего через поляризатор, будет равна среднему значению cos2 , т.е. ½ (см.(19.1)): I I 0 I åñò. cos2 åñò. 2 7 Интенсивность света, вышедшего из второго поляризатора (анализатора), равна: I (19.7) I åñò. cos2 . 2 При вращении анализатора (рис.19.12) интенсивность света изменяется от I максимальной, равной åñò. при φ=0 (главные плоскости поляризаторов 2 параллельны), до I 0 при пропускают. 2 – скрещенные поляризаторы света не Рис.19.12 3. Поляризация света при отражении. Закон Брюстера Опыт показывает, что отраженный от поверхности диэлектрика и преломленный лучи всегда частично поляризованы. Степень поляризации света зависит от угла падения и относительного показателя преломления двух сред, на границе которых происходит отражение и преломление света. Шотландский физик Д. Брюстер, исследуя явление поляризации света, в 1815 г. установил связь между относительным показателем преломления диэлектрика n21 и углом падения i B (угол Брюстера), при котором отраженный луч полностью поляризован: n tgiB n21 2 . (19.8) n1 Если свет падает на границу раздела двух диэлектриков под углом Брюстера, определяемым соотношением (19.8), то отражённый луч полностью линейно поляризован , а преломлённый луч будет поляризован частично, но максимально по сравнению с другими углами падения (рис.19.13). При этом отражённый и преломлённый лучи перпендикулярны друг другу. Рис.19.13 Запишем закон преломления: sin iB n2 (19.9) n21 . sin i2 n1 8 Из (19.8) следует: sin i B n21 . cosiB Сравним с (19.9) и получим sin i2 cos iB , iB i2 90 0 , преломленный луч перпендикулярен откуда следует, что отражённому (рис.19.13). Для того чтобы объяснить, почему отражённый при падении под углом Брюстера луч линейно поляризован, учтём, что отражённый свет есть результат излучения вторичных волн зарядами (электронами) во второй среде, колеблющимися под действием электрического поля падающей волны. Эти колебания происходят в направлении колебаний E падающей волны. Разложим колебания вектора E во второй среде на два взаимно перпендикулярных колебания: на рис.19.13 колебания в плоскости падения обозначены стрелками (↔), перпендикулярно – точками (∙). В случае падения света под углом Брюстера отражённый луч перпендикулярен преломленному, следовательно параллелен колебаниям первой компоненты (↔). Из электромагнитной теории Максвелла известно, что колеблющийся электрический заряд не излучает электромагнитных волн вдоль направления своего движения. Поэтому колеблющийся в диэлектрике излучатель типа (↔) вдоль отражённого луча не излучает. Таким образом, по направлению отражённого луча распространяется свет, посылаемый излучателями типа (∙), направления колебаний которых перпендикулярны плоскости падения. 4. Элементы кристаллооптики. Двойное лучепреломление При прохождении света через некоторые кристаллы световой луч разделяется на два луча (рис.19.14 и 19.15). Это явление, получившее название д в о й н о г о л у ч е п р е л о м л е н и я , было наблюдено в 1670 г. Эразмом Бартоломином для исландского шпата (разновидность углекислого кальция, Рис.19.14 СаСО3). При двойном лучепреломлений один из лучей удовлетворяет обычному закону преломления и лежит в одной плоскости с падающим лучом и нормалью. Этот луч называется о б ы к н о в е н н ы м и обозначается на чертежах буквой «о». Для другого луча, называемого н е о б ы к н о в е н н ы м (его принято обозначать 9 sin i1 не остается постоянным при изменении угла sin i2 падения. Даже при нормальном падении необыкновенный луч, вообще говоря, отклоняется от первоначального направления (рис.19.15). Кроме того, необыкновенный луч не лежит, как правило, в одной плоскости с падающим лучом и нормалью к преломляющей поверхности. Явление двойного лучепреломления наблюдается для всех прозрачных кристаллов, за исключением принадлежащих к кубической системе. буквой «е»), отношение Рис.19.15 У так называемых одноосных кристаллов имеется направление, вдоль которого обыкновенный и необыкновенный лучи распространяются не разделяясь и с одинаковой скоростью. Это направление называется о п т и ч е с к о й осью к р и с т а л л а . Следует иметь в виду, что оптическая ось – это не прямая линия, проходящая через какую-то точку кристалла, а определенное направление в кристалле. Любая прямая, параллельная данному направлению, является оптической осью кристалла. Любая плоскость, проходящая через оптическую ось, называется г л а в н ы м с е ч е н и е м или г л а в н о й п л о с к о с т ь ю кристалла. Обычно пользуются главным сечением, проходящим через световой луч. Оба луча, обыкновенный и необыкновенный, полностью поляризованы во взаимно перпендикулярных направлениях (см. рис.19.15). Плоскость колебаний обыкновенного луча перпендикулярна к главному сечению кристалла. В необыкновенном луче колебания вектора E совершаются в плоскости, совпадающей с главным сечением. 5. Анизотропия – причина двулучепреломления Двойное лучепреломление объясняется анизотропией кристаллов. В кристаллах некубической системы зависимость от направления вектора напряжённости электрического поля E обнаруживает, в частности, диэлектрическая проницаемость ε. Если вектор E направлен по оптической оси или в направлениях, перпендикулярных к ней, то в одноосных кристаллах ε имеет различные значения || и соответственно. В других направлениях ε имеет промежуточные значения. 10 Поскольку (19.10) n , то из анизотропии ε вытекает, что электромагнитным волнам с различными направлениями колебаний вектора E соответствуют разные значения показателя преломления п. Поэтому скорость световых волн в кристалле будет зависеть от направления колебаний светового вектора E . В обыкновенном луче колебания светового вектора происходят в направлении, перпендикулярном к главному сечению кристалла (на рис.19.15 и Рис.19.16 19.16 эти колебания изображены точками на соответствующем луче). Поэтому при любом направлении обыкновенного луча (на рис.3.9 указаны три направления: 1, 2 и 3) вектор E перпендикулярен оптической оси и скорость световой волны будет одна и та же, равная ñ î . (19.11) Изображая скорость обыкновенного луча в виде отрезков, отложенных по разным направлениям, мы получим сферическую поверхность. Представим себе, что в точке 0 кристалла помещается точечный источник света. Тогда построенная нами сфера будет волновой поверхностью обыкновенных лучей в кристалле. Колебания в необыкновенном луче совершаются в главном сечении. Поэтому для разных лучей направления колебаний вектора E (на рис.19.16 эти 11 направления изображены двусторонними стрелками) образуют с оптической осью разные углы. Для луча 1 угол равен π/2, вследствие чего скорость равна ñ ; î для луча 2 угол равен нулю, и скорость равна ñ . e || Для луча 3 скорость имеет промежуточное значение: e o . Таким образом, волновая поверхность необыкновенных лучей представляет собой эллипсоид вращения. В местах пересечения с оптической осью кристалла сфера и эллипсоид соприкасаются – в этом направлении скорости обоих лучей одинаковы. В зависимости от того, какая из скоростей, o или e , больше, различают положительные и отрицательные одноосные кристаллы. У положительных кристаллов (рис.19.16) e o ( ne no ). У отрицательных кристаллов (рис.19.17) e o ( ne no ). Рис.19.17 Используя волновые поверхности рис.19.17, можно построить волновой фронт для обыкновенного и необыкновенного лучей в кристалле при нормальном падении луча на грань кристалла (рис.19.18). Используется принцип Гюйгенса: точки кристалла, на которые падает волна, сами являются источниками волн. Новое положение волнового фронта – это огибающая фронтов вторичных волн. 12 Направление луча находим по точке касания фронта вторичной волны и огибающей. 6. Дихроизм Существуют двулучепреломляющие кристаллы, в которых один из лучей, например обыкновенный, поглощается в определенном диапазоне длин волн значительно сильнее, чем другой. Зависимость поглощения света от его поляризации называют дихроизмом. Именно явление дихроизма позволило на практике легко получать и широко использовать линейно поляризованный свет. Весьма сильным дихроизмом в видимых лучах обладает кристалл турмалина. В нем обыкновенный луч практически полностью поглощается на длине 1 мм. Дихроичные поляризаторы на основе монокристаллической пластинки турмалина не нашли широкого применения в Рис.19.18 основном из-за трудностей, связанных с получением кристаллов необходимых размеров. Более популярной оказалась другая разновидность дихроичных поляризаторов, – так называемые пленочные поляроиды, изобретенные в 20-х годах ХХ века. Это анизотропные полимерные пленки, пропитанные анизотропными же молекулами или микрокристаллами. Если полимерную пленку, состоящую из весьма длинных, линейных вытянутых макромолекул полимера в нагретом и размягченном состоянии подвергнуть механическому растяжению, то полимерные молекулы ориентируются своими длинными осями вдоль направления растяжения и пленка, таким образом, становится анизотропной. Если при этом в полимере растворено вещество, молекулы которого анизотропны по форме и обладают высоким дихроизмом, например, игольчатые микрокристаллы герапатита (соль йода и хинина), то упорядоченная, ориентированная матрица молекул полимера ориентирует и примесные молекулы. В этих кристаллах один из лучей поглощается на пути примерно в 0.1 мм. Таким путем изготавливаются поляроиды высокого качества и достаточно большого размера, рассчитанные на широкую спектральную область (например, 13 на весь видимый диапазон длин волн). Они достаточно дешевы для массового производства, и многие практические применения поляризации света обязаны именно им. 7. Призма Николя Двойное лучепреломление использовано в конструкции призмы Николя (рис.19.19) – прибора для получения линейно поляризованного света с высокой степенью поляризации. Она склеена из двух одинаковых призм из исландского шпата. Прослойка между ними – канадский бальзам – бесцветная смола с свысокой прозрачностью. Значение показателя преломления канадского бальзама ( ná 1.55 ) лежит между значениями показателей преломления шпата для обыкновенного ( nî 1.66 ) и необыкновенного ( nå 1.49 ) лучей: ne ná no . Естественный неполяризованный свет, падая на переднюю грань призмы, расщепляется на два линейно поляризованных луча – обыкновенный и необыкновенный. Обыкновенный луч, преломляясь сильнее, падает на прослойку Рис.19.19 бальзама под углом больше угла полного внутреннего отражения, полностью отражается от прослойки бальзама и во вторую призму не проходит, поглощаясь на зачернённой боковой грани призмы. Второй луч, необыкновенный, вообще не может испытывать на этой границе раздела полного отражения, так как идёт из менее плотной в оптически более плотную среду ( ne ná ). Таким образом, из призмы Николя выходит один луч – необыкновенный, то есть свет на выходе линейно поляризован. 8. Искусственное двулучепреломление Двойное лучепреломление может возникать в прозрачных изотропных телах, а также в кристаллах кубической системы под влиянием различных воздействий: сильного однородного электрического (эффект Керра) или магнитного поля, а также при механических деформациях тел. Мерой возникающей оптической анизотропии может служить разность показателей преломления обыкновенного и необыкновенного лучей. Опыт показывает, что эта разность пропорциональна квадрату напряжённости поля (электрического или магнитного): 14 n no ne ~ E 2 ; n no ne ~ Í 2 , или механическому напряжению σ в данной точке тела (то есть силе, приходящейся на единицу площади): n no ne ~ . (19.12) Поместим стеклянную пластинку Q между скрещенными поляризаторами Р и Р' (рис.19.20). Пока стекло не деформировано, такая система свет не пропускает. Если же стекло подвергнуть деформации (например, одностороннему сжатию), свет через систему начинает проходить, причем наблюдаемая в прошедших лучах картина будет испещрена цветными полосами. Каждая такая полоса соответствует одинаково деформированным местам пластинки. Следовательно, по характеру расположения полос можно судить о распределении напряжений внутри пластинки. На искусственном двойном лучепреломлении основывается оптический метод исследования Рис.19.20 напряжений. Изготовленная из прозрачного изотропного материала (например, из целлулоида или плексигласа) модель какойлибо детали или конструкции помещается между скрещенными поляризаторами. Модель подвергается действию нагрузок, аналогичных тем, какие будет испытывать само изделие. Наблюдаемая при этом в проходящем белом свете а б в Рис.19.21 картина позволяет определить распределение напряжений, а также судить об их величине (рис.19.21,а). Возникновение оптической анизотропии в прозрачных телах под нагрузкой называется фотоупругостью. Объектом исследования может служить любая прозрачная пластмассовая линейка, посуда и т.п. (рис.19.21, б и в). При наблюдении в скрещенных поляроидах можно наблюдать красивые цветные узоры. Эти узоры обычно 15 сгущаются вблизи углов и кромок, швов и отверстий, где есть остаточные напряжения. 9. Вращение плоскости поляризации. Поляриметрия Среди явлений, возникающих при взаимодействии света с веществом, важное место и в принципиальном, и в практическом отношении занимает явление, открытое Д. Араго в 1811 г. при изучении двойного лучепреломления в кварце: при прохождении поляризованного света через некоторые вещества наблюдается вращение плоскости поляризации (рис.19.22). Рис.19.22 Вещества, которые могут вращать плоскость поляризации света, называются оптически активными. К их числу относятся кристаллические тела (кварц, киноварь и др.), чистые жидкости (скипидар, никотин и др.) и растворы некоторых веществ (водные растворы сахара, глюкозы, винной кислоты и др.). Измерение вращения плоскости поляризации стало популярным аналитическим методом в ряде промышленных областей. Кристаллические вещества, например, кварц, сильнее всего вращают плоскость поляризации в случае, когда свет распространяется вдоль оптической оси кристалла. Угол поворота пропорционален пути l, пройденному лучом в кристалле: l . (19.13) Коэффициент называют постоянной вращения. Для растворов Ж.Био (1831 г.) обнаружил следующие закономерности: угол поворота плоскости поляризации пропорционален пути l луча в растворе и концентрации С активного вещества в растворе: C l , (19.14) где – удельное вращение. Оно характеризует природу вещества, зависит от природы вещества и температуры. Удельное вращение обратно пропорционально квадрату длины волны: ~ 1 , поэтому при пропускании поляризованного 2 света через раствор оптически активного вещества плоскости поляризации волн различной длины будут поворачиваться на разные углы. В зависимости от 16 положения анализатора через него проходят лучи различной окраски. Это явление называется вращательной дисперсией. ãðàä ì 2 При 20°С и λ=589 нм удельное вращение сахара равно: 0.665 . êã Постоянная вращения кварца для жёлтых лучей (λ=589 нм): α=21.7 град/мм, а для фиолетовых (λ=404.7 нм) α=48.9 град/мм. Исследования показали, что объяснение явления вращения плоскости поляризации света в естественно-активных веществах можно получить, рассматривая общую задачу взаимодействия электромагнитной световой волны с молекулами или атомами веществ, если только принять во внимание конечные размеры молекул и их структуру. Эта задача очень сложна. В свое время О.Френель (1817 г.) представил описание этого явления, сведя его к особому типу двойного лучепреломления. В основе рассуждений Френеля лежит гипотеза, согласно которой скорость распространения света в активных веществах различна для волн, поляризованных по левому и по правому кругу. Представим плоскополяризованную волну как суперпозицию двух волн, поляризованных по кругу вправо и влево с одинаковыми амплитудами и периодами. Если оба вектора Е1 и Е2 вращаются с одинаковой скоростью, то геометрическая сумма их в каждый момент времени будет лежать в одной и той же плоскости Р (рис. 19.23, а). Если скорости распространения обеих волн окажутся неодинаковыми, то по мере прохождения через вещество один из векторов, Е1 или Е2 , будет отставать в своем вращении от другого вектора, в результате чего плоскость Q, в которой лежит результирующий вектор Е , будет поворачиваться относительно первоначальной плоскости Р (рис. 19.23, 6). Различие в скоростях света с разным направлением круговой поляризации обусловливается асимметрией молекул (рис.19.24,а), либо асимметричным размещением атомов в кристалле (рис.19.24,б). Молекулы (кристаллы), изображённые справа, являются зеркальным отражением молекул (кристаллов), показанных слева. У них нет ни центра симметрии, ни плоскости симметрии, и они не могут быть пространственно совмещены друг с другом Рис.19.23 никакими поворотами и перемещениями. Физические и химические свойства чистых оптических изомеров совершенно одинаковы. Но «левые» и «правые» изомеры вращают плоскость поляризации в противоположные стороны. Значения удельного вращения для обеих модификаций отличаются только знаком. 17 Кроме того, физиологическое и биохимическое действие оптических изомеров часто совершенно различно. Так, в живой природе белки строятся из левых оптических изомеров аминокислот (19 из 20 жизненно важных аминокислот оптически активны). Белки, синтезированные искусственным путём из правых аминокислот, не усваиваются организмом; а «левый» никотин в несколько раз ядовитее «правого». Удивительный феномен преимущественной роли только одной из форм оптических изомеров в биологических процессах может иметь фундаментальное значение для выяснения путей зарождения и эволюции Рис.19.24 жизни на Земле. 10. Применение поляризации: ЖК-монитор Экран LCD (Liquid Crystal Display, жидкокристаллические мониторы) представляет собой массив маленьких сегментов, называемых пикселями, которыми можно манипулировать для отображения информации. Рис.19.26. Вращение плоскости поляризации жидкими кристаллами Рис.19.25 Каждый пиксель ЖК-матрицы состоит из слоя молекул между двумя прозрачными электродами, и двух поляризационных фильтров, плоскости поляризации которых перпендикулярны (рис.19.25). В отсутствие напряжения кристаллы выстраиваются в винтовую структуру (рис.19.26). Эта структура поворачивает плоскость поляризации света на 900, так что через второй поляризационный фильтр свет проходит практически без потерь (рис.19.27,а). Если же к электродам приложено напряжение, то молекулы стремятся выстроиться в направлении электрического поля, что искажает винтовую 18 структуру. При этом силы упругости противодействуют этому, и при отключении напряжения молекулы возвращаются в исходное положение. При достаточной величине поля практически все молекулы становятся параллельны друг другу, что приводит к непрозрачности структуры (рис.19.27,а). Варьируя напряжение, можно управлять степенью прозрачности. а) Напряжения нет Свет проходит б) Напряжение есть Свет не проходит Рис.19.27. Все усложняется для цветных дисплеев. Тут пиксел формируется из трех независимых ячеек, каждая из которых расположена над участком фильтра синего, красного или зеленого цвета. Таким образом, количество пикселов увеличивается в три раза по сравнению с монохромной панелью. В цветном дисплее градации яркости каждого пиксела, составляющего триаду, используются для "смешения" цветов. 11. Интерференция поляризованного света При нормальном падении пучка лучей на пластинку из кристалла, оптическая ось y которого параллельна преломляющей поверхности, обыкновенный и необыкновенный лучи идут по одному направлению, но с разными скоростями. Пусть на такую пластинку толщиной d падает плоско поляризованный луч с амплитудой электрического вектора E0, плоскость поляризации которого составляет с плоскостью главного сечения пластинки ОО´ угол φ. Тогда в пластинке возникнут оба луча, обыкновенный (о) и необыкновенный (е) (рис. 19.28), и они будут когерентны. В момент их возникновения в пластинке разность фаз между ними равна нулю, но она будет возрастать по мере Рис.19.28 проникновения лучей в пластинку. 19 Подсчитаем эту разность фаз. Оптическая разность хода Δ равна разности оптических длин путей обыкновенного и необыкновенного лучей: L2 L1 no d ne d no ne d . (19.15) Отсюда разность фаз между обоими лучами равна n n d , 2 2 o e где – длина волны в вакууме. При сдвиге фаз (19.16) в (19.3) на выходе из пластинки получим в общем 2 случае эллиптическую поляризацию. Если же угол 45o , амплитуды равны: E E|| , и поляризация будет круговой (рис.19.29). Такая пластинка называется пластинкой в четверть волны ( 4 ). Рис.19.29 Пластинка в полволны ( ) даёт сдвиг фаз обыкновенного и 2 необыкновенного лучей на . В результате на выходе свет также линейно поляризован, но в другой плоскости, симметричной относительно оптической оси пластинки (рис.19.30). Пусть на анизотропную пластинку падает линейно поляризованный белый свет. Длины волн белого света имеют всевозможные значения в интервале приблизительно 380÷780 нм. Получающаяся в кристалле разность хода для лучей одних длин волн будет равна четному, для других – нечетному числу полуволн. Поэтому волны одних длин будут при интерференции уничтожаться, другие, наоборот, усиливаться. В результате отношение интенсивностей различных цветов будет иным, чем в белом свете, и кристалл будет казаться окрашенным. 20 Каждой разности хода соответствует некоторая интерференционная окраска. Интерференционные окраски не являются чистыми монохроматическими спектральными цветами, но представляют собой смесь в различных пропорциях всех цветов, входящих в состав белого, кроме тех, которые уничтожаются при данной разности хода. Наблюдение и исследование интерференционных цветов Рис.19.30 имеет очень большое значение в кристаллооптической методике. Цвета, получающиеся при различных разностях хода, показывает таблица Мишеля-Леви (рис.19.31). Рис.19.31 12. Явление дисперсии света. Дисперсия вещества. Нормальная и аномальная дисперсия Явление дисперсии света наблюдали все, когда любовались радугой (рис.19.32). Её появление обусловлено полным внутренним отражением лучей в 21 капельках воды, а также зависимостью показателя преломления от длины волны. Суть явления дисперсии можно записать как n f , или n f . Дисперсией света называется зависимость показателя преломления вещества от частоты (или длины волны ) света или фазовой скорости световых волн от его частоты: f . Рис.19.33 Рис.19.32 Впервые экспериментально исследовал дисперсию света Ньютон около 1672 г. Следствием дисперсии является разложение в спектр белого света при прохождении его через призму (рис.19.33). После прохождения света через призму образуется спектр, в котором линии каждой частоты (длины волны) занимают совершенно определенное место. Красные лучи, у которых длина волны больше, отклоняются меньше, чем фиолетовые; поэтому дисперсионный спектр – обратный к дифракционному, где отклоняются сильнее красные лучи. Величина dn , (19.17) D d называемая дисперсией вещества, показывает, как быстро изменяется показатель преломления с длиной волны. Различают два вида дисперсии: нормальную (D<0), при которой показатель преломления монотонно увеличивается с ростом частоты; и аномальную (D>0), при которой показатель преломления уменьшается с увеличением частоты. Для всех прозрачных бесцветных веществ в видимой части спектра дисперсия нормальная (участки 1-2 и 3-4 на рис. 19.34). Если вещество поглощает свет в каком-то диапазоне длин волн (частот), то в области поглощения дисперсия оказывается аномальной (участок 2-3 рис. 19.34). 13. Теория дисперсии Лоренца. Связь поглощения света и аномальной дисперсии Из электромагнитной теории Максвелла известно, что фазовая скорость электромагнитных волн равна ñ , (19.18) 22 где c – скорость света в вакууме; – диэлектрическая проницаемость среды; – магнитная проницаемость среды. Для большинства прозрачных сред =1, следовательно, ñ ñ ; (19.19) ; n . n Рис.19.34 Однако из последнего соотношения выявляются некоторые противоречия: 1) n – переменная величина, а – постоянная для данного вещества; 2) значения n не согласуются с опытными значениями; например, для воды n≈1.33, а =81. Трудности объяснения дисперсии с точки зрения электромагнитной теории Максвелла устраняются электронной теорией Лоренца. В теории Лоренца дисперсия света рассматривается как результат взаимодействия электромагнитных волн с веществом. Движение электронов в атоме подчиняется законам квантовой механики. В частности, понятие траектории электрона в атоме теряет всякий смысл. Однако, как показал Лоренц, для качественного понимания многих оптических явлений достаточно ограничиться гипотезой о существовании внутри атомов и молекул электронов, связанных квазиупруго. Будучи выведены из положения равновесия, такие электроны начнут колебаться, постепенно теряя энергию колебаний на излучение электромагнитных волн. В результате колебания будут затухающими. Затухание можно учесть, введя «силу трения», пропорциональную скорости. Электромагнитная волна, в которой вектор напряжённости электрического поля изменяется по закону: E t E0 cos t , (19.20) проходя через вещество, действует на каждый электрон с силой: F qE0 cos t , (19.21) где Е0 – амплитуда напряжённости электрического поля волны. Исходя из второго закона Ньютона, можно записать дифференциальное уравнение колебаний электрона: 23 d 2r dr (19.22) 02 r f 0 cos t , dt dt 2 где r – смещение электрона из положения равновесия, β – коэффициент qE затухания, ω0 – собственная частота колебаний электрона, f 0 0 . Под m воздействием силы (19.21) электрон совершает вынужденные колебания: (19.23) r A cos t , амплитуда А и фаза которых определяются формулами: qE0 / m 2 ; tg . (19.24) A 2 2 2 0 02 2 4 2 2 Колеблющийся электрон возбуждает вторичную волну, распространяющуюся со скоростью с. Вторичные волны, складываясь с первичной, образуют результирующую волну. Фазы вторичных волн отличаются от фазы первичной волны. Это приводит к тому, что результирующая волна распространяется в веществе с фазовой скоростью , отличной от скорости волн в вакууме. Различие между и с будет тем больше, чем сильнее вынужденные колебания электронов (то есть чем ближе частота волны к резонансной частоте электронов). Отсюда вытекает существование зависимости от ω. Чтобы упростить вычисления, затуханием за счёт излучения вначале будем пренебрегать (β=0), тогда из (19.24) получим: qE0 / m ; (19.25) A 0. 02 2 Таким образом, при отсутствии затухания электрон будет совершать под действием силы (19.21) колебания, описываемые формулой: qE0 / m r t cos t . 02 2 С учётом (19.20): q / m E t . r t 02 2 В результате смещения электронов из положений равновесия молекула приобретёт электрический дипольный момент: qi2 / mi pe t qi ri t E t . (19.26) 2 2 i i 0i Здесь предполагается, что каждый атом (или молекулу) вещества можно рассматривать как систему нескольких гармонических осцилляторов – заряженных частиц с различными эффективными зарядами qi и массами mi, частоты собственных незатухающих колебаний которых равны 0i . Все эти осцилляторы смещаются под действием электрического поля волны и вносят свой вклад в поляризацию вещества. Суммирование в (19.26) производится по всем 2 24 осцилляторам (оптическим электронам), входящим в состав молекулы. Обозначим N – число молекул в единице объёма вещества (концентрация), тогда мгновенное значение вектора поляризации вещества: qi2 / mi Pt N pe t N E t . (19.27) i 2 2 0i Диэлектрическая проницаемость вещества связана с диэлектрической восприимчивостью : (19.28) 1 , а величина вектора поляризации равна: P 0E , тогда из (19.19), (19.27-19.29): (19.29) qi2 / mi . (19.30) 2 2 i 0i При значениях частоты волны ω, заметно отличающихся от всех собственных P N n 1 1 1 0E 0 2 частот 0i , сумма в (19.30) будет мала по сравнению с единицей, так что n 2 1 . Вблизи каждой из собственных частот функция (19.30) терпит разрыв: при ω→ 0i она обращается в , если ω< 0i , и в , если ω> 0i . Такое поведение функции обусловлено тем, что мы пренебрегли затуханием: положили Рис.19.35 β=0. Когда β отлично от нуля, функция (19.30) при всех значениях ω остаётся конечной. На рис. 19.35 показан ход функции (19.30) без учёта затухания (пунктир) и зависимость n2=f(ω) с учётом затухания (сплошная кривая). Перейдя от частот к длинам волн, получим кривую, изображённую на рис.19.34. Таким образом, в областях частот, близким к собственным частотам электронов 0i , имеет место аномальная дисперсия, а в остальных областях – нормальная. Области аномальной дисперсии являются резонансными областями. При резонансе за счёт вынуждающей силы (19.21) амплитуда вынужденных 25 колебаний максимальна, при этом обеспечивается максимальная скорость поступления энергии в систему, световая волна поглощается. Таким образом, области аномальной дисперсии, вследствие их резонансного характера, являются областями поглощения. На рис.19.36 пунктирная кривая изображает ход коэффициента поглощения света веществом. Рис.19.36 В начале прошлого века Д.С.Рождественский исследовал аномальную дисперсию в парах натрия. Он предложил метод количественного определения аномальной дисперсии, получивший название метода крюков. Метод получил такое название из-за характерного изгиба интерференционных полос (рис.19.37), который отражает изменение показателя преломления вблизи двойной полосы поглощения паров натрия. Крюки получаются за счёт разности хода лучей, прошедших сквозь пары натрия в интерферометре. Памятная юбилейная медаль в честь 125-летия со дня рождения Д.С.Рождественского с изображением крюков Рис.19.37 26 Интерференционные полосы – крюки Рождественского Элементарная теория дисперсии Лоренца позволила объяснить нормальную и аномальную дисперсию, а также избирательность поглощения света на различных частотах, то есть сам факт наличия полос поглощения. Однако различие в интенсивностях полос в рамках классической теории объяснить не удаётся. Поглощение света носит существенно квантовый характер. 14. Поглощение света. Закон Бугера Из опытов известно, что при прохождении света в веществе его интенсивность уменьшается. Поглощением света называется явление уменьшения энергии световой волны при её распространении в веществе, происходящее вследствие преобразования энергии волны во внутреннюю энергию вещества или в энергию вторичного излучения с другим спектральным составом и направлениями распространения. Поглощение света может вызвать нагревание вещества, возбуждение и ионизацию атомов или молекул, фотохимические реакции и другие процессы в веществе. Ещё в 18 веке Бугер экспериментально, а Ламберт теоретически установили закон поглощения света. При прохождении света через тонкий слой поглощающей среды в направлении x уменьшение интенсивности света dI пропорционально самой интенсивности I и толщине пройденного слоя dx (рис.19.38): (19.31) dI k I dx . Знак «–» указывает на то, что интенсивность уменьшается. Коэффициент пропорциональности k в (19.31) называется натуральным показателем поглощения (коэффициентом поглощения) среды. Он зависит от химической природы и состояния поглощающей среды и от длины волны света. Преобразуем и проинтегрируем это выражение: dI k dx ; I I dI d I k dx ; I 0 0 Рис. 19.38 ln I ln I 0 k d . Здесь I0 и I – интенсивности излучения на входе и на выходе из слоя среды толщиной d. После преобразований получим: I ln k d ; I0 I e k d ; I0 I I 0 e k d . (19.32) Выражение (19.32) называется законом Бугера. Выясним физический смысл натурального показателя поглощения. Из (19.32) следует, что если толщина слоя 27 I 1 , то I 0 . Таким образом, показатель поглощения равен обратной k e величине расстояния, при прохождении которого интенсивность света убывает в е≈2.72 раз. Для разбавленного раствора поглощающего вещества в непоглощающем растворителе выполняется закон Бера: (19.33) k Ñ , где С – концентрация раствора, а – коэффициент пропорциональности, не зависящий от концентрации. В концентрированных растворах закон Бера нарушается из-за влияния взаимодействия между близко расположенными молекулами поглощающего вещества. Из (19.32) и (19.33) получаем закон Бугера-Ламберта-Бера: d I I 0e Ñd . Отношение (19.34) I называется коэффициентом пропускания и чаще выражается I0 в процентах: I 100% . I0 Оптическая плотность определяется натуральным (или десятичным) логарифмом пропускания: I D ln ln 0 . I k Коэффициент поглощения зависит от длины волны света λ (или частоты ω). У вещества, находящегося в таком состоянии, что атомы или молекулы практически не воздействуют друг на друга (газы и пары металлов при невысоком λ давлении), коэффициент поглощения для Рис. 19.39 большинства длин волн близок нулю и лишь для очень узких спектральных областей обнаруживает резкие максимумы (на рис.19.39 показан спектр паров натрия). Эти максимумы, согласно элементарной электронной теории Лоренца, соответствуют резонансным частотам колебаний электронов в k атомах. В случае многоатомных молекул обнаруживаются также частоты, соответствующие колебаниям атомов внутри молекул. Так как массы атомов гораздо больше массы электрона, молекулярные частоты намного меньше атомных – они попадают в инфракрасную область спектра. Твёрдые тела, жидкости и газы при высоких давлениях дают широкие полосы поглощения (на рис.19.40 представлен спектр раствора фенола). По Рис. 19.40 мере повышения давления газов максимумы 28 поглощения, первоначально очень узкие, всё более расширяются, и при высоких давлениях спектр поглощения газов приближается к спектрам поглощения жидкостей. Этот факт указывает на то, что расширение полос поглощения есть результат взаимодействия атомов (или молекул) друг с другом. Металлы практически непрозрачны для света. Это обусловлено наличием в металлах свободных электронов. Под действием электрического поля световой волны свободные электроны приходят в движение – в металле возникают быстропеременные токи, сопровождающиеся выделением ленц-джоулева тепла. В результате энергия световой волны быстро уменьшается, превращаясь во внутреннюю энергию металла. 15. Эффект Черенкова-Вавилова В 1934 году П.А.Черенков, работавший под руководством С.Н. Вавилова, обнаружил особый вид свечения жидкости под действием заряженных частиц, например, электронов. Заряженная частица, движущаяся равномерно, не излучает – но только в том случае, если её скорость меньше скорости света в данной среде. При C ñâåòà n возникает излучение (n – показатель преломления среды). Происхождение излучения Черенкова-Вавилова для световых волн аналогично ударной звуковой волне при преодолении самолётом звукового барьера. Особенности излучения: 1) оно распространяется по образующим конуса с вершиной в точке, где находится частица (рис.19.41); 2) угол между скоростью частицы и направлением излучения определяется соотношением: C . cos n Рис.19.41 Рекомендуется посмотреть фильмы: по поляризации http://www.youtube.com/watch?v=gbu9tIykgDM вращение плоскости поляризации http://www.youtube.com/watch?v=GeUqERAz3YY по дисперсии http://www.youtube.com/watch?v=efjJXc_ME4E 29
