2. Propagacja światła w ośrodkach dwójłomnych

Wielkość: px
Rozpocząć pokaz od strony:

Download "2. Propagacja światła w ośrodkach dwójłomnych"

Transkrypt

1 2. Propagacja światła w ośrodkach dwójłomnych Dotychczas rozwaŝano jednorodne, transmisyjne ośrodki optyczne, które moŝna scharakteryzować stałą dielektryczną ε (zaleŝną od długości fali), n = ε. Monochromatyczna fala płaska propaguje się z prędkością fazową c/n, bez zmiany amplitudy i polaryzacji, bez względu na kierunek propagacji i polaryzację początkową wiązki. Są to tzw. ośrodki izotropowe. Przy propagacji światła w wielu typach kryształów obserwuje się na wyjściu dwie wiązki wzajemne przesunięte względem siebie. Zjawisko to jest spowodowane tzw. dwójłomnością ośrodka. Nie naleŝy jednak utoŝsamiać kryształów z ciałami anizotropowymi (dwójłomnymi) ciałem anizotropowym moŝe stać się równieŝ ośrodek izotropowy np. pod wpływem napręŝeń. Z matematycznego punktu widzenia kryształy charakteryzują izotropowe (np. sól kuchenna) lub anizotropowe (np. kalcyt) stałe dielektryczne. Dodatkowo, kryształy dzieli się na kryształy jedno i dwuosiowe. Niektóre kryształy wykazują tzw. aktywność optyczną (np. kwarc) obracają one elipsę polaryzacji. Mówiąc o ośrodku optycznie anizotropowym ma się na myśli jego anizotropię elektryczną stała dielektryczna ε przyjmuje róŝne wartości w zaleŝności od kierunku Opis ośrodka anizotropowego Ośrodek dielektryczny charakteryzuje związek między wektorem elektrycznym E(r, t) i wektorem indukcji elektrycznej D(r, t). Dla ośrodka izotropowego D(r, t) = ε E(r, t). (1) Aby opisać zjawisko dwójłomności zapiszmy liniowy związek między D i E D x = ε xx E x + ε xy E y + ε xz E z, (2a) D y = ε yx E x + ε yy E y + ε yz E z, (2b) D z = ε zx E x + ε zy E y + ε zz E z. (2c) Dla ośrodków nieaktywnych wszystkie współczynniki ε ij są rzeczywiste, podczas gdy dla ośrodków aktywnych niektóre z nich maja wartość zespoloną. NiŜej zajmować będziemy się ośrodkami nieaktywnymi, dla których ε ij = ε ji, gdzie ij oznacza kaŝdą kombinację x, y i z. Wzór (2) moŝna równieŝ zapisać w postaci macierzy D ε ε ε E D D x y z = ε ε xx yz zx ε ε xy yy zy ε ε xz yz zz E E x y z (3)

2 Jeśli wszystkie współczynniki ε ij są rzeczywiste i ε ij = ε ji, wtedy macierz 3 x 3 we wzorze (3) jest macierzą symetryczną. Jest to bardzo waŝne - jeśli kryształ moŝna opisać symetryczną macierzą A, to wtedy zawsze moŝna zredukować (3) do macierzy diagonalnej S wykorzystując macierz C S = C -1 A C, (4a) C -1 = C T (4b) Wzór (4b) opisuje warunek ortogonalności dla macierzy C, a C -1 i C T stanowią, odpowiednio, macierz odwrotną i transponowaną. Wzory (4a) i (4b) zastosowane do rzeczywistej, symetrycznej macierzy A umoŝliwiają zapisanie wzoru (2) w postaci D x = ε x E x, (5a) D y = ε y E y, (5b) D z = ε z E z. (5c) Nowe osie nazywane są osiami głównymi kryształu, a ε x, ε y i ε z głównymi stałymi dielektrycznymi. Wartości głównych współczynników załamania wynoszą n x = ε x, (6a) Wzór (5) moŝna zapisać jako macierz diagonalną n y = ε y, (6b) n z = ε z. (6c) D D D εx = E 0 E ε z E Kryształy jednoosiowe charakteryzuje równość wartości dwóch głównych współczynników załamania. Przyjmijmy dowolnie, Ŝe n x = n y = n 0, (8a) n z = n e n 0. (8b) Wzory (8) nie zmieniają się przy obrocie wokół osi z. Oś z posiada szczególną właściwość: wzdłuŝ niej kryształy (ośrodki) anizotropowe zachowują się jak kryształ (ośrodek) izotropowy. Jest to specjalny kierunek w krysztale, nazywany osią optyczną. Jeśli są spełnione warunki (8), części rzeczywiste D i E pokrywają się wtedy i tylko wtedy, jeśli część rzeczywista E jest ukierunkowana wzdłuŝ lub prostopadle do osi z. Warunek ten dotyczy równieŝ części zespolonych. x y z 0 ε y 0 x y z (7)

3 Dla kryształu dwuosiowego wszystkie trzy wartości współczynników załamania są róŝne, czyli n x > n y > n z. (9) MoŜna wykazać, Ŝe dla kryształów dwuosiowych występują dwie osie optyczne w płaszczyźnie xz, osie x i z stanowią dwusieczne kąta między osiami optycznymi. W praktyce najczęściej stosowane są kryształy jednoosiowe (dwa najwaŝniejsze to kwarc i kalcyt), do których ograniczymy niniejszy wykład. W aktywnym ośrodku (krysztale) optycznym związek między D i E odniesiony do odpowiedniego układu współrzędnych opisują wzory gdzie D x = ε x E x + i (δ E) x, (10a) D y = ε y E y + i (δ E) y-, (10b) ( δ E) = u δ E x x x u δ E y y y u δ E z z z D z = ε z E z + i (δ E) z. (10c) (10d) We wzorach (10) stałe dielektryczne są rzeczywiste, δ jest wektorem rzeczywistym. Ze wzorów (10c) i (10d) mamy ε xx = ε x ; ε xy = -iδ z ; ε xz = iδ y, itd. (11) Stałe dielektryczne zaleŝą od ośrodka i nieznacznie od częstotliwości. JednakŜe δ jest skomplikowanym parametrem zaleŝnym od ośrodka, kierunku propagacji fali płaskiej i silnie zaleŝnym od długości fali światła. RozwiąŜmy teraz równania Maxwella Η = (4π/c)j + (1/c) D/ t, (12a) Ε = -(1/c) Β/ t, (12b) D = 4πρ, (12c) Β = 0. dla kryształu (ośrodka) anizotropowego. W krysztale nie występują prądy lub swobodne ładunki. Dodatkowo, zakładamy stałą wartość przewodności µ oraz B = µh. Wzory (12) upraszczają się do postaci (12d) Η = (1/c) D/ t, (13a) Ε = -(µ/c) H/ t, (13b) D = 0, (13c) H = 0. (13d)

4 ZałóŜmy teraz rozwiązania w postaci fal płaskich D(r, t) = D 0 exp(i[k r - ωt]), (14a) E(r, t) = E 0 exp(i[k r - ωt]), (14b) H(r, t) = H 0 exp(i[k r -ωt]). (14c) Dla załoŝonego rozwiązania w postaci fal płaskich moŝemy zastąpić operatory i / t przez skąd ik (15a) / t - iω, (15b) k H = - (ω/c) D, (16a) k E = (µω/c) H, (16b) k D = 0, (16c) k H = 0. (16d) Ze wzorów (16a) i (16b) k (k E) = - 2 D, (17) gdzie = ω/c i podstawiono µ = 1. Stosując dobrze znaną zaleŝność z rachunku wektorowego a (b c) = b (a c) c (a b) moŝemy przepisać ostatni wzór w postaci k 2 E k(k E) = 2 D. (18) Ze wzoru (16c) mamy k D = 0. Wniosek: k i D pozostają prostopadłe względem siebie nawet w ośrodku anizotropowym. Rozwijając (16c) w układzie współrzędnych kartezjańskich otrzymujemy Po podstawieniu wartości z (5) k x D x + k y D y + k z D z = 0 (19) k x ε x E x - k y ε y E y + k z ε z E z = 0. (20) Ze wzoru (20) wynika, Ŝe w ośrodku (krysztale) anizotropowym k i E nie są do siebie prostopadłe. Po rozłoŝeniu na składowe wzór (20) przyjmuje postać k 2 E x k x (k E) = 2 D x, (21a) k 2 E y k y (k E) = 2 D y, (21b) k 2 E z - k z (k E) = 2 D z. (21c)

5 RozwiąŜmy (21) dla nieaktywnego kryształu jednoosiowego, patrz wzór (8). Jak juŝ wspomniano rozwiązania nie zmieniają się przy obrocie układu współrzędnych wokół osi z. Wystarczy więc rozwaŝyć kierunki k leŝące w płaszczyźnie przechodzącej przez tę oś. Wybierzmy płaszczyznę xz, tzn. k y = 0, (22a) k 2 = k x2 + k y2. (22b) dzięki czemu moŝemy natychmiast zapisać Po podstawieniu (22) do (21) k r = k x x + k y y + k z z = k x x + k z z. (23) (k z2 n 02 2 ) E x k x k z E z = 0, (24a) (k 2 n 02 2 ) E y = 0, (24b) Ostatni wzór ma dwa rozwiązania. Uzyskuje się je analizując wzór (24b). Pierwsze rozwiązanie Przyjmijmy, Ŝe pierwszy wyraz wzoru (24b) jest równy zero. -k x k z E x + (k x2 n e2 2 ) E z = 0. (24c) E x = E z = 0, E y 0, (25a) k = n 0, (25b) gdzie odnosi się do pierwszego rozwiązania. Oznaczając dla niego wektor falowy jako k widzimy, Ŝe jego wielkość nie zaleŝy od kierunku propagacji. Wzory (22b) i (25b) dają opis propagacji fali w postaci k 2 = k x 2 + k z 2 = (n 0 ) 2. (26) Jest to wzór opisujący koło. W trójwymiarowej przestrzeni k fala związana z n 0 jest nazywana falą zwyczajną. Propaguje się ona zawsze jak fala sferyczna. Fala płaska związana z tym rozwiązaniem zachowuje się tak samo jak fala płaska w ośrodku izotropowym. Fala płaska opisana wzorem (25) nazywana jest falą zwyczajną, a główny współczynnik załamania n 0 jest nazywany zwyczajnym współczynnikiem załamania. Rozwiązanie dla D moŝna zapisać jako D = D y = ε y E y = (n 0 ) E 0y exp[i(k x x + k z z)], (27a) lub D y = D 0 exp[i(k x x + k z z)]. (27b) Wzór (27b) opisuje liniowo spolaryzowaną falę propagującą się w kierunku k, stała propagacji n 0. Fala zwyczajna jest zawsze liniowo spolaryzowana, wektory D lub E są prostopadłe do osi symetrii.

6 Drugie rozwiązanie Uzyskuje się je przyjmując E y = 0 we wzorze (24b). Warunkiem dla uzyskania rozwiązania jest znikanie wyznacznika współczynników E x i E z we wzorach (24a) i (24b). Mamy wtedy (k x 2 / n e2 ) + (k z 2 / n 02 ) = 2, (28) (E z / E x ) = - n 02 k x 2 / n e2 k z 2. (29) Wzór (29) pokazuje, Ŝe pole jest ograniczone do płaszczyzny xz, a więc wiązka jest liniowo spolaryzowana. Wektory E i D znajdują się w płaszczyźnie zdefiniowanej przez k i oś symetrii. W przeciwieństwie do pierwszego rozwiązania, wzór (26), wzór (28) pokazuje, Ŝe zaburzenie nie propaguje się jak sfera, lecz elipsoida. Zaburzenie to nosi nazwę zaburzenia nadzwyczajnego, a główny współczynnik załamania n e jest nazywany współczynnikiem nadzwyczajnym. Drugie rozwiązanie moŝna zapisać jako Wzory (26) i (28) ilustruje rys. 1. Wektory k i k skierowane są ze wspólnego ustalonego punktu. Ich końce opisują dwie powierzchnie obrotowe wokół osi symetrii kryształu. Powierzchnie te noszą nazwę powierzchni wektorów falowych (normalnych do frontów falowych). Nie naleŝy ich mylić z powierzchniami prędkości falowych i powierzchniami prędkości promienia występującymi przy opisie podwójnego załamania. Ze wzoru (26) wynika, Ŝe k jest sferą o promieniu n 0, a ze wzoru (28) k opisuje elipsoidę, której przekrojem w płaszczyźnie zawierającej oś jest elipsa. Główny promień elipsy wzdłuŝ osi symetrii jest równy n e, a w kierunku prostopadłym do tej osi jest on równy n 0. Jeśli n e < n 0 to taki kryształ jednoosiowy jest nazywany kryształem ujemnym. Jeśli n e > n 0 mamy do czynienia z kryształem dodatnim. Najbardziej znanym przedstawicielem kryształów ujemnych jest kalcyt, którego współczynniki załamania dla linii D sodu (5893 A) wynoszą D = D 0 exp[i(k x x + k z z)]. (30) oś optyczna n e = 1.486; n 0 = Dla kwarcu, najbardziej znanego kryształy dodatniego n e = 1.553; n 0 = E, D Rys. 1 Powierzchnie wektorów falowych dla jednoosiowego kryształu ujemnego.

7 2.2. Propagacja światła w ośrodku anizotropowym RozwaŜmy teraz propagację światła w ośrodku dwójłomnym opisanym jak powyŝej. W pierwszej kolejności rozwaŝmy propagację wzdłuŝ osi symetrii. Dla tego przypadku k x = 0. Wzory (26) i (28) redukują się do k z = n 0, (31a) k z = n 0. (31b) Stałe propagacji są więc identyczne. Odpowiadające im pola opisują wzory D = D 0 exp[in 0 z], (32a) D = D 0 exp[in 0 z]. (32b) We współrzędnych prostokątnych ostatnie dwa wzory, korzystając z (26a) i (29) moŝna zapisać jako D y = D 0y exp[in 0 z], (33a) D x = D 0x exp[in 0 z]. (33b) Wyrazy opisujące fazę są takie same, składowe pola propagują się z tą sama prędkością w kierunku z - wzdłuŝ osi symetrii n e. W krystalografii optycznej oś ta jest nazywana równieŝ osią krystalograficzną lub osią c. Oś optyczna odpowiada kierunkowi w krysztale. Pole propagujące się wzdłuŝ osi optycznej propaguje się tak jak w ośrodku izotropowym zjawisko podwójnego załamania nie występuje. RozwaŜmy teraz przypadek propagacji w kierunku prostopadłym do osi symetrii. Teraz k z = 0, z (26) i (28) mamy k x = n 0, (34a) k x = n e. (34b) Składowe pola opisują teraz wzory D y = D 0y exp[in 0 x], (35a) D z = D 0z exp[in e x]. (35b) W rozwaŝanym przypadku wyrazy opisujące fazę są róŝne. RóŜnica fazy powoduje zjawisko dwójłomności. Uwzględniając czynnik fazowy ωt D y = D 0y cos(ωt n 0 x), (36a) D z = D 0z cos(ωt n e x). (36b) Eliminując ωt otrzymuje się równanie elipsy polaryzacji. RóŜnica faz między zaburzeniami po przejściu odcinka l wynosi δ = (n e n 0 ) l. (37)

8 Tak więc w przypadku propagacji w kierunku prostopadłym do osi optycznej moŝna uzyskać Ŝądane przesunięcie fazowe kontrolując drogę propagacji x w krysztale. Fakt ten wykorzystuje się przy budowie płytek opóźniających. Dla ćwierćfalówki δ = π/2, dla półfalówki δ = π. Dodatkowo, zmieniając drogę propagacji (a więc przesunięcie fazowe δ między składowymi) moŝna zmieniać stan polaryzacji. Jednym z rozwiązań jest zespół dwóch klinów wykonanych z materiału dwójłomnego o osiach w klinach wzajemnie równoległych, ale biegnących prostopadle do kierunku propagacji wiązki. Jeden z klinów pozostaje nieruchomy, drugi jest przesuwany, rys. 2. Rys. 2 Zespół dwóch klinów wykonanych z materiału dwójłomnego. Osie optyczne w obydwu klinach są prostopadłe do płaszczyzny rysunku, równoległe względem siebie i równoległe względem zewnętrznych płaszczyzn tworzących klinów. Wiązka świetlna pada prostopadle do płaszczyzn tworzących i osi optycznych. l x Przesunięcie fazowe dla propagacji w pierwszym klinie wynosi δ 1 = (n e n 0 ) l, (38a) gdzie l oznacza ustaloną grubość klina w jego środku. Przesunięcie fazowe wprowadzane przez drugi klin δ 2 = (n e n 0 ) x. (38b) Całkowite przesunięcie fazowe δ = δ 1 + δ 2 = (n e n 0 ) (l + x). (39) Z praktycznego punktu widzenia wygodniejszym jest rozwiązanie, w którym dla l = x uzyskuje się zerową intensywność wiązki w układzie polaryzator + kompensator + polaryzator (polaryzatory skrzyŝowane). W tym przypadku zamiast sumy l + x naleŝy otrzymać l x. Realizacja: za pomocą klinów tak wyciętych z kryształu, Ŝe ich osie są wzajemnie prostopadłe (kompensator Babineta). Osie w klinach nadal pozostają prostopadłe do kierunku propagacji wiązki, rys. 3. l Rys. 3 Uproszczony schemat kompensatora Babineta. x

9 Mamy teraz δ 1 = (n e n 0 ) l, (40a) δ 2 = (n 0 n e ) x, (40b) Kompensator Babineta zostanie bardziej szczegółowo omówiony w dalszej części wykładu. Podsumowanie δ = δ 1 + δ 2 = (n e n 0 ) (l x). (41) 1. W przypadku propagacji wzdłuŝ osi optycznej dwójłomność i podwójne załamanie (kątowa separacja między wiązkami opuszczającymi kryształ) nie występują. 2. W przypadku propagacji w kierunku prostopadłym do osi optycznej występuje dwójłomność, oś optyczna podwójne załamanie nie występuje. 3. Gdy wiązka świetlna nie propaguje się wzdłuŝ któregokolwiek kierunku głównych współczynników załamania, występuje zarówno dwójłomność jak i podwójne załamanie. Światło propagujące się w kaŝdym kierunku poza kierunkiem osi optycznej propaguje się jako zestaw dwóch fal o róŝnych prędkościach i tej samej częstotliwości. Zmianę współczynnika załamania z kierunkiem propagacji moŝna przedstawić posługując się tzw. indykatrysą współczynników załamania, rys. 4. oś optyczna KaŜdy promień wektor reprezentuje kierunek drgań; jego długość jest miarą współczynnika załamania kryształu dla fal świetlnych o kierunku drgań równoległym do kierunku promienia wektora. n e > n 0 n e < n 0 Rys. 4 Indykatrysy współczynników załamania dla kryształu dodatniego i ujemnego.

10 Rys. 4 pokazuje indykatrysy dla kryształu jednoosiowego: dodatniego i ujemnego. Długości półosi są proporcjonalne do wartości współczynników załamania kryształu. KaŜdy przekrój przechodzący przez oś optyczną i ją zawierający jest elipsą - nosi on nazwę przekroju głównego. Przekroje równoleŝnikowe (poprzeczne, prostopadłe do osi optycznej) mają kształt kół. W przypadku normalnego padania światła niespolaryzowanego na płytkę z kryształu o płaszczyznach tworzących wyciętych prostopadle do osi optycznej, światło nie ulega załamaniu w krysztale i opuszcza go jako niespolaryzowane. Przy kaŝdym innym kierunku padania wystepuje podwójne załamanie. Dla kryształu jednoosiowego równanie indykatrysy ma postać Elipsę w przekroju głównym opisu wzór (x 2 + y 2 ) / n 02 + (z 2 / n e2 ) = 1. (42) (x 2 / n 02 ) + (z 2 / n e2 ) = 1, (43) gdzie x i z oznaczają współrzędne dowolnego punktu elipsy. Współrzędna x jest mierzona w kierunku prostopadłym do osi optycznej; współrzędna z w kierunku równoległym. We współrzędnych biegunowych wzór (43) ma postać r 2 = (n 0 n e ) 2 / {n 0 2 sin 2 θ + n e2 cos 2 θ}, (44) gdzie r jest promieniem wektorem mierzonym od środka elipsy do wybranego punktu elipsy, θ oznacza kąt między promieniem wektorem i osią x układu współrzędnych. W celu przeanalizowania propagacji światła w kierunkach róŝnych od kierunku osi optycznej i kierunku do niego prostopadłego, wykorzystamy zapis indykatrysy w przekroju głównym z zastosowaniem współrzędnych biegunowych. Promień zwyczajny propaguje się zgodnie z prawem Snella, tzn. dla fali zwyczajnej współczynnik załamania wynosi n 0 niezaleŝnie od kąta θ. Wektor D 0 fali zwyczajnej jest prostopadły do płaszczyzny przekroju głównego; wektory D i E są wzajemnie równoległe. Rozwiązanie dla promienia nadzwyczajnego jest bardziej skomplikowane tylko gdy oś optyczna tworzy kąt prosty z płaszczyzną padania propagację moŝna nadal opisać za pomocą wzoru Snella, podstawiając n e w miejsce n 0. Ogólnie, normalna do czoła falowego i kierunek promienia (tzn. kierunek propagacji dany wektorem Poyntinga) nie pokrywają się.

11 Jeśli płaszczyzna główna promienia e i płaszczyzna przekroju głównego pokrywają się, normalna do czoła falowego (ale nie promień e) spełnia prawo Snella. Wtedy z wzoru (44) rozkład przestrzenny współczynnika załamania opisują wzory lub 1/ n 2 (θ) = (sin 2 θ / n e2 ) + (cos 2 θ / n 02 ), (45a) n(θ) = n 0 n e / {n 02 sin 2 θ + n e2 cos 2 θ} 1/2. (45b) We wzorach (45a) i (45b) θ oznacza kąt między kierunkiem propagacji fali (normalną do czoła falowego) a osią optyczną (θ 90 0 ). Gdy θ = 0 0, n(θ) = n 0, a gdy θ = 90 0, n(θ) = n e. Wektor D e zaburzenia nadzwyczajnego drga w płaszczyźnie przekroju głównego, jest on prostopadły do kierunku propagacji fali. Tak więc D e nie jest równoległy do E. Te wnioski o charakterze ogólnym, sygnalizowane juŝ uprzednio, ilustruje rys. 5. a) b) kierunek normalnej do czoła falowego dla fali zwyczajnej dla fali nadzwyczajnej Rys. 5 Zmiana współczynnika załamania n e w funkcji kąta θ między kierunkiem propagacji wiązki światła a osią optyczną (a); usytuowanie wektorów D i E w płaszczyźnie przekroju głównego dla fali zwyczajnej (o) i nadzwyczajnej (e). Kółko z kropką w środku oznacza, Ŝe wektor jest prostopadły do płaszczyzny rysunku i skierowany do czytelnika. Na rys. 6 pokazano powierzchnie zmian współczynników załamania normalnych w płaszczyznach: a) przekroju głównego (zawierającej oś optyczną) i b) prostopadłej do niej dla jednoosiowego kryształu dodatniego, n e > n 0.. Na rysunku róŝnice między n e i n 0 zostały wyolbrzymione.

12 z y n 0 0 n e x,y 0 n 0 n e x Rys. 6 Powierzchnie współczynników załamania w płaszczyźnie zawierającej oś optyczną (a) i płaszczyźnie prostopadłej do osi optycznej (b); jednoosiowy kryształ dodatni, n e > n 0. W praktyce uŝyteczne są tzw. powierzchnie falowe pozwalające wyznaczyć prędkości fazowe c = ω/k w kierunku propagacji. MoŜna je wyznaczyć na drodze geometrycznej przez odkładanie na danym kierunku propagacji, od początku układu współrzędnych, odcinków proporcjonalnych do 1/n (v' = c/n', v" = c/n"), lub analitycznie przez wstawienie do wzorów zaleŝności v x = v y = c/n 0 i v z = c/n e. Otrzymuje się v' 2 = v 02, (46) v" 2 = v 02 cos 2 θ + v e2 sin 2 θ. (47) Prędkość v' zaburzenia zwyczajnego nie zaleŝy od kierunku propagacji podczas gdy prędkość fali nadzwyczajnej v" zmienia się z kątem θ i tylko dla θ = 0 (propagacja wzdłuŝ osi optycznej) v" = v'. Na rys. 7 pokazano krzywe zmian prędkości zaburzeń w płaszczyźnie zawierającej oś optyczną i prostopadłej do niej dla kryształu dodatniego n e > n 0 (v e < v 0 ). z ν 0 y ν 0 ν e Rys. 7 Przekroje powierzchni falowych w płaszczyźnie zawierającej oś optyczną (a) i prostopadłej do niej (b) dla kryształu dodatniego n e > n 0, v e < v 0. 0 ν e x,y 0 x

13 Podobną analizę moŝna przeprowadzić dla propagacji promieni zaburzenia nadzwyczajnego. W tym przypadku kierunek transportu energii nie pokrywa się z kierunkiem k normalnej do czoła falowego (prostopadłym do wektora D). W ogólności, promienie zaburzenia nadzwyczajnego nie są prostopadłe do ich czoła falowego, a ich kierunek wyznacza wektor Poyntinga (prostopadły do wektora E), rys. 8. S S D k x E k x kz E,D k z no k o n o k o S E,D θ k x S E D θ k x n o k o k y n e k o k y Rys. 8 Zaburzenia: zwyczajne i nadzwyczajne, fala płaska propagująca się w kierunku k pod kątem θ do osi optycznej z w krysztale jednoosiowym. a) fala zwyczajna, b) fala nadzwyczajna. Przejście fali płaskiej przez anizotropową płytkę płaskorównoległą (podwójne załamanie) RozwaŜmy teraz załamanie fali płaskiej na powierzchni rozgraniczającej ośrodek izotropowy (np. powietrze, n = 1) i ośrodek anizotropowy. Warunek dopasowania fazy na powierzchni rozdziału wymaga, aby sin θ i = k sinθ, (48) gdzie θ i i θ oznaczają kąty padania i załamania. JednakŜe w ośrodku anizotropowym liczba falowa k = n(θ) zaleŝy od kąta załamania θ i stąd sinθ i = n(θ) sinθ. (49)

14 Z powodu anizotropowości ośrodka naleŝy spodziewać się dwóch wiązek załamanych o róŝnych kierunkach propagacji i polaryzacjach. Sytuację pokazuje rys. 9, gdzie zilustrowano przypadek przechodzenia przez kryształ jednoosiowy i płaszczyzny padania równoległej do osi optycznej. D e E e 0 S re 0 S 0 r0 0 S S e 0 Rys. 9 Przechodzenie fali płaskiej przez płytkę płaskorównoległą z jednoosiowego materiału anizotropowego. Z kaŝdego punktu fali płaskiej docierającej do granicy dwóch ośrodków rozchodzą się fale wtórne w postaci dwóch zaburzeń: zwyczajnego i nadzwyczajnego. Po pewnym czasie fale wtórne tworzą powierzchnie falowe π 0 i π e charakterystyczne dla danego kryształu i kierunku osi optycznej. Obwiedniami tych fal są powierzchnie Σ e ' i Σ 0 ' stanowiące płaskie powierzchnie falowe w ośrodku anizotropowym. NaleŜy zwrócić uwagę, Ŝe warunek dopasowania fazowego jest spełniony: czoła falowe obydwu załamanych zaburzeń są równoległe do powierzchni rozdziału ośrodków i powierzchni czoła falowego wiązki padającej. Promień OB w ośrodku izotropowym, prostopadły do czoła falowego, w ośrodku anizotropowym zostaje rozdzielony na dwa promienie: BC 0 i BC e. Promień zwyczajny BC 0, o sferycznym czole falowym, rozchodzi się zgodnie z prawami ośrodka izotropowego. Promień nadzwyczajny BC e, mimo padania wzdłuŝ normalnej do powierzchni rozdziału (θ i = 0), zostaje załamany o kąt ω, którego wartość zaleŝy od połoŝenia osi optycznej i róŝnicy współczynników załamania n e n 0. Z równań Maxwella moŝna równieŝ udowodnić, jak wspomniano wyŝej, Ŝe oba zaburzenia są spolaryzowane liniowo i wzajemnie prostopadle, a ich wektory indukcji elektrycznej D są prostopadłe do kierunków rozchodzenia się tych zaburzeń (wyznaczonych wersorami s 0 e i s 00 ). Dla zaburzenia nadzwyczajnego wektor D e leŝy w płaszczyźnie zawierającej oś optyczną, zaś wektor D 0 leŝy w płaszczyźnie prostopadłej.

15 PoniewaŜ kierunek rozchodzenia się energii s r jest prostopadły do wektora elektrycznego, w przypadku promienia nadzwyczajnego nie moŝe się on pokrywać kierunkiem rozchodzenia się fali s e. Miarą prędkości fali jest odcinek BG, a prędkości promienia odcinek BF. Z dotychczasowych rozwaŝań wynika, Ŝe wiązka o płaskim czole falowym padająca na płytkę płaskorównoległą z materiału dwójłomnego pod kątem θ i = 0 tworzy dwie wiązki o płaskich czołach falowych przesunięte względem siebie w przestrzeni: w kierunku rozchodzenia się fal o odległość l, w kierunku do niego prostopadłym, w płaszczyźnie zawierającej oś optyczną, o odległość e. Obydwa przesunięcia zaleŝą od połoŝenia osi optycznej w płytce, jej grubości oraz dwójłomności n e n 0. Dla przypadku pokazanego na rys. 9 mamy l = (n e n 0 )d, gdzie d oznacza grubość płytki. W przypadku ogólnym zaburzenie nadzwyczajne o czole falowym Σ e " i zaburzenie zwyczajne o czole Σ 0 " o wzajemnie prostopadłych polaryzacjach liniowych dają w wyniku superpozycji zaburzenie o polaryzacji eliptycznej. Aktywność optyczna Pewne materiały wykazują tzw. aktywność optyczną, to znaczy powodują obrót płaszczyzny polaryzacji liniowej fali przez nie przechodzącej. W odróŝnieniu od dotychczas omówionych ośrodków, w których ortogonalne składowe są spolaryzowane liniowo, ortogonalne składowe ośrodka aktywnego są spolaryzowane kołowo prawo- i lewoskrętnie i propagują się z róŝnymi prędkościami fazowymi. Przykłady materiałów aktywnych to kwarc, selen, telur, dwutlenek teluru oraz wiele materiałów organicznych. Opis za pomocą rachunku wektorowego Jonesa Parametr zdolności skręcającej Γ 0 (obrót na jednostkę długości) moŝna wyznaczyć, między innymi, za pomocą rachunku wektorowego Jonesa. Polaryzację liniową moŝna przedstawić jako superpozycję polaryzacji kołowych prawo i lewoskrętnych o jednakowych amplitudach, tzn. cosψ = sin ψ 1 e 2 -iψ 1 + i 1 e 2 iψ 1, i (50) gdzie ψ oznacza początkowy azymut polaryzacji. Po propagacji na odległości d mamy

16 Rys. 10 Obrót Γ płaszczyzny polaryzacji liniowej w ośrodku aktywnym gdy n R < n L Kołowa składowa prawoskrętna R propaguje się szybciej od składowej lewoskrętnej L, Γ > 0. e 2 e e i 2 e 1 = e i 1 iψ iϕ R iψ iϕ L iϕ 0 ϕ cos ψ 2, ϕ sin ψ 2 (51) gdzie φ R = 2πn R d/λ 0, φ L = 2πn L d/λ 0 (zmiany fazy dla polaryzacji prawo i lewoskrętnej), φ 0 = (φ R + φ L )/2, φ = φ L -φ R = 2π(n L - n R )d/λ 0. Wektor Jonesa przedstawia wiązkę o polaryzacji liniowej obróconej o kąt φ/2 = π(n L n R )d/λ 0. W przypadku zawracania wiązki przez odbicie od zwierciadła ustawionego za ośrodkiem aktywnym i ponownej (przeciwbieŝnej do poprzedniej) propagacji przez ten sam ośrodek uzyskuje się pierwotny azymut polaryzacji liniowej. Γ = π (n R n L ) z / λ. Wielkość Γ 0 = Γ/d, gdzie d oznacza drogę geometryczną światła w ośrodku aktywnym, nosi nazwę zdolności skręcającej. Dla kwarcu (oświetlenie lampą sodową) mamy /mm, skąd n R - n L = 7.1 x Fresnel wykazał istnienie składowych kołowych i rozdzielił je za pomocą oryginalnej konstrukcji pryzmatu złoŝonego z kwarcu typu R i L, patrz rys. 11. Na kaŝdej powierzchni załamującej rośnie kątowa separacja między składowymi kołowymi, gdyŝ składowa prawoskrętna rozchodzi się szybciej w kwarcu R i wolniej w kwarcu L. Odwrotna sytuacja dotyczy składowej lewoskrętnej. Pierwsza składowa uginana jest ku górze, druga w dół. Rys. 11 Konstrukcja pryzmatu Fresnela do wizualizacji aktywności optycznej i kołowej polaryzacji światła

17 Polaryzatory wykorzystujące zjawisko dwójłomności Pryzmat Nicola Pryzmat Nicola ma juŝ znaczenie historyczne (pierwszy skonstruowany a) pryzmat polaryzacyjny) i został wyparty przez inne pryzmaty takie jak Glanaoś Thompsona, Glana-Foucaulta, Rochona czy Wollastona (patrz dalsza część optyczna wykładu). Jest on jednak często omawiany dla celów dydaktycznych. Dwie części składowe pryzmatu Nicola są wykonane z kalcytu. Płaszczyzny cięcia pryzmatów składowych tworzą kąt 90 0 z płaszczyzną zawierająca oś optyczną i normalną do powierzchni czołowych (wejściowej i wyjściowej), są one sklejone balsamem kanadyjskim o współczynniku załamania Wartość ta mieści się między współczynnikami załamania kalcytu n 0 = i n e = Zasada działania pryzmatu polega na eliminacji zaburzenia zwyczajnego (poprzez całkowite wewnętrzne odbicie i absorpcję) i transmisji zaburzenia nadzwyczajnego. Przedstawmy typowe obliczenia dla biegu promienia zwyczajnego w pryzmacie Nicola. Niech kąt padania niespolaryzowanej wiązki światła na wejściową powierzchnię czołową wynosi 22 0, rys. 13. normalna normalna b) i 1 promień zwyczajny i 2 Rys. 13 Schemat biegu promienia zwyczajnego w pryzmacie Nicola Rys. 12 Budowa pryzmatu Nicola (a), przekrój poprzeczny (b). NaleŜy wyznaczyć: kąt załamania i 1 promienia o na pierwszej powierzchni, kąt graniczny dla całkowitego wewnętrznego odbicia w kalcycie przy padaniu na warstwę balsamu kanadyjskiego, kąt padania i 2 na powierzchnię warstwy balsamu kanadyjskiego.

18 Ad. a) Ad. b) n pow sin22 0 = n 0kalc sin i 1 n kalc sin i gran = n bals sin 90 0 (dla całk. wewn. odbicia) = sin i 1 sin i gran = 1.53 / sin i 1 = i gran = i 1 = Ad. c) i 1 + i = skąd i 2 = 90 0 i 1 = > i gran Kąt padania i 2 = jest większy od kata granicznego A więc promień zwyczajny o zostanie odbity od warstwy balsamu kanadyjskiego. Pryzmaty Nicola są doskonałymi polaryzatorami, ale są one drogie i mają ograniczone pole do około Polaryzatory (pryzmaty) Glana-Foucaulta i Glana-Thompsona Polaryzator Glana-Foucaulta (Glana-powietrze) jest zbudowany z dwóch pryzmatów prostokątnych wykonanych z kalcytu; pasmo widmowe od około 230 nm do 5000 nm. Bieg promieni o i e pokazuje rysunek 14. Gdy kąt padania na powierzchnię kalcyt/powietrze wynosi i c/a, naleŝy zapewnić aby n e < 1 / sin i c/a < n 0. Spełnienie tego warunku prowadzi do całkowitego wewnętrznego odbicia promienia zwyczajnego. Jeśli pryzmaty są sklejone (w ultrafiolecie: gliceryna lub olej mineralny) i mają odpowiednio dobrany kąt łamiący α - to taki polaryzator (pryzmat) nosi nazwę Glana-Thompsona. Jego apertura wynosi około 30 0, dla polaryzatora Glana-Foucaulta tylko około W przypadku polaryzatora G-F moŝna jednak stosować promieniowanie laserowe o większej Rys. 14 Bieg promieni (zwyczajnego i nadzwyczajnego) przez polaryzator (pryzmat) Glana- Foucaulta.

19 mocy. Przy pracy ciągłej dopuszczalne powierzchniowe gęstości mocy wynoszą: dla polaryzatora G-T około 1 W/cm 2, dla G-F: około 100 W/cm 2. Przez sklejenie pryzmatów dwójłomnych z róŝnie zorientowanymi osiami optycznymi uzyskuje się kątowe rozdzielenie promieni spolaryzowanych w dwóch wzajemnie prostopadłych kierunkach. Podział następuje w wyniku niejednakowego załamania składowych na granicy dwóch ośrodków, z których przynajmniej jeden jest dwójłomny. PoniŜej pokazano bieg promieni w tzw. pryzmacie Wollastona oraz rysunki innych, wybranych polaryzatorów dwójłomnych. a) b) c) Rys. 15 Bieg promieni w pryzmacie (polaryzatorze) Wollastona. d) e) Rys. 16 Trójwymiarowa reprezentacja róŝnych polaryzatorów z rozdzieleniem wiązki zwyczajnej i nadzwyczajnej na wyjściu: a) pryzmat Rochona, b) pryzmat Senarmonta, c) pryzmat Wollastona, d) pryzmat Fostera (zacieniona powierzchnia powierzchnia odbijająca), e) wersja pryzmatu Glana-Thompsona.

20 a) b) c) d) e) Rys. 17 Biegi promieni w pryzmatach pokazanych na rys. 16. Kierunki osi optycznych oznaczono strzałkami i kropkami. Transmisja światła spolaryzowanego przez płytkę dwójłomną RozwaŜmy teraz przejście światła spolaryzowanego liniowo przez płytkę wykonaną z materiału dwójłomnego. Sytuację pokazuje rys. 18. Rys. 18 Przejście światła spolaryzowanego liniowo przez płytkę wyciętą z materiału dwójłomnego. P polaryzator, Q płytka z materiału dwójłomnego, A analizator, D wektory indukcji elektrycznej (w poszczególnych elementach polaryzacyjnych P, Q i A).

21 Celem jest wyznaczenie i analiza intensywności za analizatorem w funkcji azymutów polaryzatora (α) i analizatora (β) odniesionych do układu współrzędnych o osiach odpowiadających kierunkom wektorów indukcji elektrycznej zaburzenia zwyczajnego (D 0 ) i nadzwyczajnego (D e ) w płytce. Przypomnijmy, Ŝe D e leŝy w płaszczyźnie przekroju głównego zawierającej oś optyczną. Gdy α = 0 lub α = π/2, płytka nie wpływa na stan polaryzacji wiązki. ZałóŜmy dowolny kąt α miedzy płaszczyzną drgań polaryzatora a osią D e (kierunkiem wektora indukcji elektrycznej fali nadzwyczajnej). Zaburzenia składowe w płytce opisują zaleŝności D Qe = D P cosα, (72a) Rys. 19 Usytuowanie płaszczyzn przepuszczania polaryzatora i analizatora względem układu współrzędnych w celu wyznaczenia składowych pola optycznego. Wynikowe zaburzenie nadzwyczajne za analizatorem opisuje wzór D Qo = D P sinα, (72b) gdzie D P oznacza amplitudę zaburzenia padającego na płytkę dwójłomną. Za analizatorem mamy następujące składowe D Ae = D Qe cosβ, D Ao = D Qo sinβ. (73a) (73b) a zaburzenie zwyczajne dane jest wzorem D Ae = D Ae exp(-iωt) exp(iδ), D Ao = D Ao exp(-iωt). (74a) (74b) Wyraz exp(iδ) uwzględnia róŝnicę fazy między tymi zaburzeniami spowodowaną przejściem przez płytkę. Zaburzenia interferują za analizatorem (zostały wytworzone z wiązki liniowo spolaryzowanej przez polaryzator P, analizator A sprowadza je do wspólnej płaszczyzny drgań). D A = D Ae + D Ao = D P [sinαsinβ + cosαcosβexp(iδ)] exp(-iωt). (75)

22 Intensywność za analizatorem wynosi I A = D A D A * = I P [cos 2 αcos 2 β + sin 2 αsin 2 β + ½ sin2αsin2βcosδ]]. (76) Umieszczenie płytki dwójłomnej między P i A uzaleŝnia intensywność światła na wyjściu od róŝnicy fazy δ = 2πl/λ między zaburzeniem nadzwyczajnym i zwyczajnym. Przeprowadźmy analizę wpływu kątów α i β na intensywność. Wyznaczymy warunki, przy których uzyskuje się maksymalny kontrast prąŝków oraz maksymalną wartość intensywności światła przechodzącego. Wzór (76) moŝna przekształcić do postaci I A = I P [cos 2 (α + β) + sin2αsin2βcos 2 (δ/2)]. (77) Rozpatrzmy najpierw przypadek, kiedy płaszczyzny drgań P i A leŝą w tej samej ćwiartce podziału kątowego, tzn. sin2αsin2β > 0. (78) Z uwagi na zmiany δ otrzymuje się Jasny prąŝek występuje gdy Ciemny prąŝek występuje dla I Amax = I P [cos 2 (α +β) + sin2αsin2β], I Amin = I P cos 2 (α + β). δ = 2πl/λ = 2mπ; m = 0, +/-1, +/-2,... l j = mλ. (79a) (79b) (80a) (80b) l c = (λ/2) + mλ. Maksymalny kontrast C = 1 prąŝków występuje gdy spełniony jest warunek (80c) skąd cos(α + β) = 0, α + β = (π/2) + mπ. (81a) (81b)

23 Wtedy I min = 0, a I Amax = sin2αsin2β. NajwyŜszą intensywność prąŝka otrzymuje się gdy co w połączeniu z poprzednimi wynikami daje sin2α = 1 oraz sin2β = 1, (82a) α = β = π/4 lub α = β = 3π/4. (82b) Płaszczyzny drgań P i A powinny być więc równoległe i tworzyć kąt π/4 z płaszczyzną przechodzącą przez oś optyczną płytki. Z podobnej analizy dla kątów α i β leŝących w róŝnych ćwiartkach, tzn. sin2αsinβ < 0 (83) wynika, Ŝe optymalne warunki występują gdy płaszczyzny drgań wektora D polaryzatora (D P ) i analizatora (D A ) są wzajemnie prostopadłe i tworzą z płaszczyzną przechodzącą przez oś kryształu kąt π/4. Przykładowo, jeśli α = π/4 i β = 3π/4, wtedy ciemny prąŝek spełnia zaleŝność a jasny prąŝek l c = mλ, m = 0, +/-1, +/-2,... (84a) l j = (λ/2) + mλ. Tak więc prąŝki ciemne i jasne dla połoŝeń P i A równoległych i skrzyŝowanych względem siebie zamieniają się miejscami. Z wyprowadzonego wzoru ogólnego (76) wynika, Ŝe I A jest funkcją kąta obrotu analizatora β. JeŜeli cosδ = 0, tzn. δ = (π/2) + mπ, oraz cosα = sinα; tzn. α = π/4 lub 3π/4, wówczas I a = I P /2, niezaleŝnie od kąta β. W tym przypadku mamy polaryzację kołową i obrót analizatora nie zmienia intensywności światła na wyjściu. Dla innych wartości kątów δ i α obrót analizatora zmienia I A (patrz równieŝ poprzednie części wykładu dotyczące matematycznych opisów polaryzacji). (84b)

24 Płytki opóźniające (fazowe) Fazowe płytki opóźniające wykonuje się z materiałów anizotropowych w postaci płytek płaskorównoległych o płaszczyznach tworzących wyciętych równolegle do kierunku osi optycznej. Przy prostopadłym padaniu światła na płytkę na wyjściu otrzymuje się, w zaleŝności od parametrów konstrukcyjnych, określone przesunięcie fazowe między składowymi wektora pola elektrycznego. Jedna ze składowych doznaje opóźnienia fazowego względem drugiej, stąd nazwa płytka opóźniająca. Gdy światło propaguje się wzdłuŝ jednej z osi głównych kryształu, np. osi z, w kierunkach x i y mamy dwa zaburzenia składowe spolaryzowane liniowo, wzajemnie prostopadle. PoniewaŜ współczynniki załamania wzdłuŝ osi x i y są róŝne (n 1, n 2 ), składowe propagują się z róŝnymi prędkościami c 0 /n 1 i c 0 /n 2, Jeśli n 1 < n 2, oś x jest tzw. osią szybką (szybsza propagacja światła w ośrodku o mniejszym współczynniku załamania). Dla płytki o grubości d opóźnienie fazowe między składowymi wynosi (n 2 n 1 ) d = 2πd(n 2 n 1 )/λ 0. W przypadku ogólnym, gdy na płytkę pada wiązka spolaryzowana liniowo o dowolnym azymucie, w wyniku superpozycji składowych otrzymuje się polaryzację eliptyczną. Współczynniki załamania, przykładowo dla miki, wynoszą i dla λ 0 = 633 nm i wprowadzane przesunięcie fazowe wynosi około 15.8π radianów/mm grubości materiału. Tak więc folia o grubości 63.3 µm będzie spełniała rolę półfalówki. Szczególnie wygodnym materiałem do wykonywania płytek opóźniających jest kwarc krystaliczny. Płytki wykonuje się zazwyczaj w postaci dwóch płytek o płaszczyznach tworzących wyciętych równolegle do osi optycznej i sklejonych subtraktywnie, patrz rys. 20. Rys. 20 Dwie płytki płaskorównoległe wycięte z kwarcu i sklejone w sposób subtraktywny (osie optyczne płytek wzajemnie prostopadłe). Promień biegnący w pierwszej płytce jako promień zwyczajny staje się promieniem nadzwyczajnym w drugiej płytce i wypadkowa róŝnica drogi optycznej między promieniami za płytką wynosi (n e n 0 )(l 2 l 1 ). ZaleŜy ona od dwójłomności materiału n e n 0 oraz róŝnicy grubości płytek l 2 l 1, którą moŝna zmieniać w pewnym zakresie przez pochylenie zespołu płytek. Rys. 21 pokazuje wpływ płytek dwójłomnych o róŝnej grubości na stan polaryzacji na wyjściu. Na wszystkich rysunkach wiązka padająca ma polaryzację liniową o azymucie 45 0.

25 Najczęściej spotykane płytki opóźniające to: Ćwierćfalówka wprowadzająca przesunięcie fazowe między składowe równe π/2 lub nieparzystej wielokrotności π/2. Ćwierćfalówkę stosuje się do wytwarzania dowolnego stanu polaryzacji światła. W szczególnym przypadku jest to polaryzacja kołowa uzyskuje się ją gdy oś szybka lub wolna płytki tworzy kąt ±45 0 z płaszczyzną polaryzacji liniowej wiązki. Rys. 21 Stany polaryzacji światła po przejściu przez płytkę dwójłomną wprowadzającą skokowe wartości róŝnicy dróg optycznych. Płytka o poziomej szybkiej osi. Rys. 22 Zmiana polaryzacji na wyjściu ćwierćfalówki w funkcji azymutu wejściowej polaryzacji liniowej. Rys. 22 pokazuje wpływ ćwierćfalówki na polaryzację, gdy oś szybka płytki (w krysztale dodatnim, n e > n 0, oś szybka jest prostopadła do osi optycznej) leŝy w płaszczyźnie poziomej, a azymut polaryzacji liniowej wiązki padającej zmienia się od 0 0 do Dla zerowego azymutu przechodzi tylko promień zwyczajny (kryształ dodatni), stan polaryzacji nie ulega zmianie. Przy wzroście azymutu polaryzacji liniowej wiązka staje się spolaryzowana eliptycznie, oś główna pokrywa się z kierunkiem szybkiej osi płytki; tgυ = b/a. Przy azymucie 45 0 mamy polaryzację kołową prawoskrętną; przy dalszym wzroście azymutu, między 45 0 a 90 0 polaryzację eliptyczną (tym razem oś duŝa elipsy jest równoległa do osi wolnej płytki). Przy azymucie polaryzacji liniowej równym 90 0 wiązka jest spolaryzowana liniowo, a przy dalszym jego wzroście stany polaryzacji powtarzają się i są symetryczne względem wolnej osi, a kierunek skrętności zmienia się z prawo na lewoskrętny.

26 Na rys. 23 pokazano schemat układu do wytwarzania dowolnego stanu polaryzacji eliptycznej. ψ p = ψ - ν ν = ψ - ψ p ψ 1 = ψ Rys. 23 Wytwarzanie dowolnego stanu polaryzacji eliptycznej. ψ Na rysunku oznaczono, kolejno, azymuty polaryzatora ψ - υ i ćwiećfalówki ψ. Te dwa elementy tworzą polaryzator eliptyczny. Na jego wyjściu otrzymuje się polaryzację eliptyczną o azymucie osi głównej ψ (determinowanym przez azymut ćwierćfalówki) i eliptyczności υ. Modulacji azymutu (υ = const) dokonuje się przez jednoczesny obrót polaryzatora i ćwierćfalówki, natomiast zmianę eliptyczności (Ψ = const) realizuje się przez obrót polaryzatora. Płytkę λ/4 stosuje się do analizy stanów polaryzacji przekształca ona (patrz poprzednia część wykładu) światło spolaryzowane eliptycznie na spolaryzowane liniowo (oś szybka powinna pokrywać się z duŝą osią elipsy stanu polaryzacji) i vice versa. Szeroko stosowana w elipsometrii do pomiaru grubości i współczynnika załamania cienkich warstw, do pomiaru dyspersji, dichroizmu kołowego lub napręŝeń, w mikroskopii i interferometrii polaryzacyjnej. MoŜliwa jest konstrukcja ćwierćfalówki achromatycznej w postaci tzw. rombu Fresnela lub rombu Mooney a. Rys. 24 przedstawia schematycznie zasadę pierwszego z tych rozwiązań. Rys. 24 Schemat budowy i działania ćwierćfalówki achromatycznej tzw. rombu Fresnela. W szkle o współczynniku załamania 1.51 przy kącie padania (θ i > θ c = arcsin(1/1.51) = ) uzyskuje się przesunięcie fazowe między ortogonalnymi składowymi równe Dwukrotne całkowite wewnętrzne odbicie daje przesunięcie fazowe Przy azymucie polaryzacji linowej wiązki padającej równym 45 0, po pierwszym odbiciu w szkle uzyskuje się polaryzację eliptyczną, a po drugim odbiciu polaryzację kołową. Wartość opóźnienia fazowego jest prawie stała w stosunkowo szerokim paśmie widmowym stąd nazwa ćwiećfalówka achromatyczna.

27 Półfalówka wprowadza przesunięcie fazowe π między zaburzenia składowe. Stosowana jest głównie do zmiany azymutu polaryzacji liniowej (patrz poprzednia część wykładu). Przykładowo, gdy płaszczyzna drgań (przepuszczania) polaryzatora tworzy kąt z płaszczyzną przechodzącą przez oś optyczną kryształu, wówczas za płytką półfalową otrzymuje się polaryzację liniową o płaszczyźnie drgań połoŝonej symetrycznie względem płaszczyzny zawierającej oś optyczną. Dla kąta 45 0 mamy obrót o Płytka λ/2 zmienia kierunek skrętności (obrotu wektora elektrycznego) światła spolaryzowanego eliptycznie lub kołowo. Falówka wprowadza przesunięcie fazy 2π między zaburzenia składowe. Z analizatorem półfalówka tworzy bardzo czuły układ do analizy światła białego. Gdy analizator jest skrzyŝowany względem kierunku liniowej polaryzacji światła padającego, a płytka falowa jest obracana wokół kierunku wiązki padającej, obserwuje się wyraźne zmiany barwy światła przechodzącego. Dla pewnego połoŝenia wygaszane są barwy zielona i Ŝółta, a przepuszczane barwy niebieska i czerwona tworzą barwę purpurową. Nieznaczny obrót płytki falowej powoduje zmianę barwy na czerwoną lub fioletową. Zastosowanie: dokładna wizualna ocena róŝnicy dróg optycznych i dwójłomności mikroobiektów. Kompensatory UmoŜliwiają płynną zmianę przesunięcia fazowego między składowymi, a następnie interferującymi falami. Uzasadnienie nazwy element o zmiennym opóźnieniu fazowym kompensuje opóźnienie wprowadzane przez obiekt badany. Główne typy kompensatorów: Babineta i Soleila: zmiana długości przejścia wiązki przez materiał dwójłomny, Senarmonta: ćwierćfalówka i obrotowy analizator do kompensacji zmiennej eliptyczności wiązki, Bereka, Eringhausa: zmiana drogi w materiale dwójłomnym poprzez zmianę kąta padania wiązki, modulatory elektrooptyczne i piezooptyczne kontrola dwójłomności za pomocą pola elektrycznego i ciśnienia.

28 Kompensator Babineta W pierwszym klinie zaburzenie nadzwyczajne drga w płaszczyźnie poziomej (zawierającej oś optyczną) i w kwarcu jest opóźnione względem zaburzenia zwyczajnego (kwarc, n e > n 0 ). Po wejściu do drugiego klina zaburzenie o poziomej płaszczyźnie drgań staje się zwyczajnym i jest przyspieszane w stosunku do zaburzenia drgającego w płaszczyźnie pionowej. Całkowite opóźnienie jest proporcjonalne do (d 1 d 2 ) (n e n 0 ). SkrzyŜowany polaryzator i analizator w świetle monochromatycznym dają ciemne i jasne prąŝki; w świetle białym prąŝki barwne (poza przypadkiem zerowego opóźnienia). Linia odniesienia jest naniesiona na nieruchomy klin i pozostaje w środku pola widzenia. Powinien być równieŝ oznaczony kierunek osi optycznych i kierunek ruchu klina odpowiadający dodatniemu lub ujemnemu przyrostowi fazy. Kompensator Soleila (nazywany czasami kompensatorem Babineta-Soleila) P P Próbka Próbka A A Rys. 25 Schemat układu polaryzator kompensator Babineta analizator do pomiaru opóźnienia wprowadzanego przez próbkę. Detekcja w polu prąŝkowym. Rys. 26 Schemat układu polaryzator kompensator Soleila analizator do pomiaru opóźnienia wprowadzanego przez próbkę. Detekcja w polu jednorodnym.

29 Stosunek grubości bloków kwarcowych (jeden składa się z nieruchomego i ruchomego klina) jest taki sam w całym polu widzenia. Kompensator wytwarza polaryzacje eliptyczną o zmiennych parametrach w funkcji przesunięcia ruchomego klina. Główna zaleta: moŝliwość stosowania detekcji fotoelektrycznej. Kompensator Senarmonta Często stosowany do wyznaczania eliptyczności polaryzacji, gdy połoŝenie osi elipsy jest stałe. Składa się z płytki ćwierćfalowej i obrotowego analizatora. Składowe polaryzacji eliptycznej rozłoŝone na równoległą i prostopadłą do osi elipsy są wzajemnie przesunięte w fazie o π/2. Gdy któraś z osi płytki λ/4 będzie równoległa do głównej osi elipsy, wtedy polaryzacja eliptyczna zamieniana jest na liniową. Analizator jest stosowany do wygaszania tej polaryzacji liniowej i ustalenia jej azymutu. Kompensatory pochylne Kompensator Bereka Płytka płaskorównoległa o grubości d i osi optycznej prostopadłej do powierzchni tworzących płytki. Przy padaniu wiązki wzdłuŝ normalnej do płytki brak wpływu dwójłomności (wiązka propaguje się wzdłuŝ osi optycznej). Gdy płytka zostanie pochylona światło nie biegnie juŝ wzdłuŝ osi optycznej i powstaje róŝnica faz δ = k d n 0 {[1 (sin 2 i)/n 02 ] 1/2 - [1 (sin 2 i)/n e ] 1/2 } Próbka Fig. 27 Zastosowanie kompensatora Senarmonta do wyznaczania eliptyczności lub opóźnienia fazowego powstających przy przejściu wiązki przez element dwójłomny. Kierunek osi optycznej ćwierćfalówki jest ustalony, obracany jest analizator. Kompensator ten umoŝliwia pomiar róŝnicy dróg optycznych rzędu kilku długości fali. d Nieruchoma λ/4 A Kompensator Eringhausa Dwie płytki sklejone subtraktywnie. Oś obrotu pokrywa się z jednym z kierunków wektora D. Pochylenie wprowadza wzajemne przesunięcie fazy między składowymi (wzór jak w przypadku kompensatora Bereka). MoŜliwość kompensacji dróg optycznych nawet powyŝej 100λ. i

+ (z 2 / n e2. (x 2 + y 2 ) / n 02

+ (z 2 / n e2. (x 2 + y 2 ) / n 02 Rys. 4 pokazuje indykatrysy dla kryształu jednoosiowego: dodatniego i ujemnego. Długości półosi są proporcjonalne do wartości współczynników załamania kryształu. Każdy przekrój przechodzący przez oś optyczną

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 19, 27.04.2012 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 18 - przypomnienie

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 19, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 9, 08.2.207 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Radosław Łapkiewicz Wykład 8 - przypomnienie

Bardziej szczegółowo

Laboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 5. Modulator PLZT

Laboratorium techniki laserowej. Ćwiczenie 5. Modulator PLZT Laboratorium techniki laserowej Katedra Optoelektroniki i Systemów Elektronicznych, WETI, Politechnika Gdaoska Gdańsk 006 1.Wstęp Rozwój techniki optoelektronicznej spowodował poszukiwania nowych materiałów

Bardziej szczegółowo

Polaryzatory/analizatory

Polaryzatory/analizatory Polaryzatory/analizatory Polaryzator eliptyczny element układu optycznego lub układ optyczny, za którym światło jest spolaryzowane eliptycznie i o parametrach ściśle określonych przez polaryzator zazwyczaj

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 18, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 18, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 18, 23.04.2012 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 17 - przypomnienie

Bardziej szczegółowo

n 02 + n 02 ) / (n e2 polaryzator oś optyczna polaryskop polaryzator Rys. 28 Bieg promieni w polaryskopie Savarta.

n 02 + n 02 ) / (n e2 polaryzator oś optyczna polaryskop polaryzator Rys. 28 Bieg promieni w polaryskopie Savarta. Interferometria polaryzacyjna Po zapoznaniu się ze zjawiskiem podwójnego załamania w płytce z materiału anizotropowego moŝemy powrócić do części wykładu dotyczącej interferometrii, w szczególności interferometrii

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 18, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 18, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 18, 07.12.2017 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Radosław Łapkiewicz Wykład 17 - przypomnienie

Bardziej szczegółowo

Metody Optyczne w Technice. Wykład 8 Polarymetria

Metody Optyczne w Technice. Wykład 8 Polarymetria Metody Optyczne w Technice Wykład 8 Polarymetria Fala elektromagnetyczna div D div B 0 D E rot rot E H B t D t J B J H E Fala elektromagnetyczna 2 2 E H 2 t 2 E 2 t H 2 v n 1 0 0 c n 0 Fala elektromagnetyczna

Bardziej szczegółowo

Polaryzacyjne metody zmiany fazy w interferometrii dwuwiązkowej

Polaryzacyjne metody zmiany fazy w interferometrii dwuwiązkowej Polaryzacyjne metody zmiany fazy w interferometrii dwuwiązkowej Cel ćwiczenia: Celem ćwiczenia jest demonstracja i ilościowa analiza wybranych metod dyskretnej i ciągłej zmiany fazy w interferometrach

Bardziej szczegółowo

Fala EM w izotropowym ośrodku absorbującym

Fala EM w izotropowym ośrodku absorbującym Fala EM w izotropowym ośrodku absorbującym Fala EM powoduje generację zmienne pole elektryczne E Zmienne co do kierunku i natężenia, Pole E Nie wywołuje w ośrodku prądu elektrycznego Powoduje ruch elektronów

Bardziej szczegółowo

BADANIE INTERFEROMETRU YOUNGA

BADANIE INTERFEROMETRU YOUNGA Celem ćwiczenia jest: BADANIE INTERFEROMETRU YOUNGA 1. poznanie podstawowych właściwości interferometru z podziałem czoła fali w oświetleniu monochromatycznym i świetle białym, 2. demonstracja możliwości

Bardziej szczegółowo

BADANIE WYMUSZONEJ AKTYWNOŚCI OPTYCZNEJ

BADANIE WYMUSZONEJ AKTYWNOŚCI OPTYCZNEJ ĆWICZENIE 89 BADANIE WYMUSZONEJ AKTYWNOŚCI OPTYCZNEJ Cel ćwiczenia: Zapoznanie się ze zjawiskiem Faradaya. Wyznaczenie stałej Verdeta dla danej próbki. Wyznaczenie wartości ładunku właściwego elektronu

Bardziej szczegółowo

Wykład 17: Optyka falowa cz.2.

Wykład 17: Optyka falowa cz.2. Wykład 17: Optyka falowa cz.2. Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.321 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ 1 Interferencja w cienkich warstwach Załamanie

Bardziej szczegółowo

falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi

falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

- Strumień mocy, który wpływa do obszaru ograniczonego powierzchnią A ( z minusem wpływa z plusem wypływa)

- Strumień mocy, który wpływa do obszaru ograniczonego powierzchnią A ( z minusem wpływa z plusem wypływa) 37. Straty na histerezę. Sens fizyczny. Energia dostarczona do cewki ferromagnetykiem jest znacznie większa od energii otrzymanej. Energia ta jest tworzona w ferromagnetyku opisanym pętlą histerezy, stąd

Bardziej szczegółowo

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE LASERY I ICH ZASTOSOWANIE Laboratorium Instrukcja do ćwiczenia nr 3 Temat: Efekt magnetooptyczny 5.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z metodą modulowania zmiany polaryzacji światła oraz

Bardziej szczegółowo

Interferencja. Dyfrakcja.

Interferencja. Dyfrakcja. Interferencja. Dyfrakcja. Wykład 8 Wrocław University of Technology 05-05-0 Światło jako fala Zasada Huygensa: Wszystkie punkty czoła fali zachowują się jak punktowe źródła elementarnych kulistych fal

Bardziej szczegółowo

Zjawisko interferencji fal

Zjawisko interferencji fal Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natęŝenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

PL B1. POLITECHNIKA WROCŁAWSKA, Wrocław, PL BUP 02/08. PIOTR KURZYNOWSKI, Wrocław, PL JAN MASAJADA, Nadolice Wielkie, PL

PL B1. POLITECHNIKA WROCŁAWSKA, Wrocław, PL BUP 02/08. PIOTR KURZYNOWSKI, Wrocław, PL JAN MASAJADA, Nadolice Wielkie, PL RZECZPOSPOLITA POLSKA (12) OPIS PATENTOWY (19) PL (11) 211200 (13) B1 Urząd Patentowy Rzeczypospolitej Polskiej (21) Numer zgłoszenia: 380223 (22) Data zgłoszenia: 17.07.2006 (51) Int.Cl. G01N 21/23 (2006.01)

Bardziej szczegółowo

Optyka. Wykład V Krzysztof Golec-Biernat. Fale elektromagnetyczne. Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017

Optyka. Wykład V Krzysztof Golec-Biernat. Fale elektromagnetyczne. Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017 Optyka Wykład V Krzysztof Golec-Biernat Fale elektromagnetyczne Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017 Wykład V Krzysztof Golec-Biernat Optyka 1 / 17 Plan Swobodne równania Maxwella Fale elektromagnetyczne

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie 363. Polaryzacja światła sprawdzanie prawa Malusa. Początkowa wartość kąta 0..

Ćwiczenie 363. Polaryzacja światła sprawdzanie prawa Malusa. Początkowa wartość kąta 0.. Nazwisko... Data... Nr na liście... Imię... Wydział... Dzień tyg.... Godzina... Polaryzacja światła sprawdzanie prawa Malusa Początkowa wartość kąta 0.. 1 25 49 2 26 50 3 27 51 4 28 52 5 29 53 6 30 54

Bardziej szczegółowo

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE W MEDYCYNIE

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE W MEDYCYNIE LASERY I ICH ZASTOSOWANIE W MEDYCYNIE Laboratorium Instrukcja do ćwiczenia nr 4 Temat: Modulacja światła laserowego: efekt magnetooptyczny 5.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z metodą

Bardziej szczegółowo

Falowa natura światła

Falowa natura światła Falowa natura światła Christiaan Huygens Thomas Young James Clerk Maxwell Światło jest falą elektromagnetyczną Barwa światło zależy od jej długości (częstości). Optyka geometryczna Optyka geometryczna

Bardziej szczegółowo

POLARYZACJA ŚWIATŁA. Uporządkowanie kierunku drgań pola elektrycznego E w poprzecznej fali elektromagnetycznej (E B). światło niespolaryzowane

POLARYZACJA ŚWIATŁA. Uporządkowanie kierunku drgań pola elektrycznego E w poprzecznej fali elektromagnetycznej (E B). światło niespolaryzowane FALE ELEKTROMAGNETYCZNE Polaryzacja światła Sposoby polaryzacji Dwójłomność Skręcanie płaszczyzny polaryzacji Zastosowania praktyczne polaryzacji Efekty fotoelastyczne Stereoskopia Holografia Politechnika

Bardziej szczegółowo

Optyka Ośrodków Anizotropowych. Wykład wstępny

Optyka Ośrodków Anizotropowych. Wykład wstępny Optyka Ośrodków Anizotropowych Wykład wstępny Cel kursu Zapoznanie z podstawami fizycznymi w optyce polaryzacyjnej. Jak zachowuje się fala elektromagnetyczna w ośrodku materialnym? Omówienie zastosowania

Bardziej szczegółowo

Fizyka elektryczność i magnetyzm

Fizyka elektryczność i magnetyzm Fizyka elektryczność i magnetyzm W5 5. Wybrane zagadnienia z optyki 5.1. Światło jako część widma fal elektromagnetycznych. Fale elektromagnetyczne, które współczesny człowiek potrafi wytwarzać, i wykorzystywać

Bardziej szczegółowo

1 Płaska fala elektromagnetyczna

1 Płaska fala elektromagnetyczna 1 Płaska fala elektromagnetyczna 1.1 Fala w wolnej przestrzeni Rozwiązanie równań Maxwella dla zespolonych amplitud pól przemiennych sinusoidalnie, reprezentujące płaską falę elektromagnetyczną w wolnej

Bardziej szczegółowo

40. Międzynarodowa Olimpiada Fizyczna Meksyk, lipca 2009 r. DWÓJŁOMNOŚĆ MIKI

40. Międzynarodowa Olimpiada Fizyczna Meksyk, lipca 2009 r. DWÓJŁOMNOŚĆ MIKI ZADANIE DOŚWIADCZALNE 2 DWÓJŁOMNOŚĆ MIKI W tym doświadczeniu zmierzysz dwójłomność miki (kryształu szeroko używanego w optycznych elementach polaryzujących). WYPOSAŻENIE Oprócz elementów 1), 2) i 3) powinieneś

Bardziej szczegółowo

20. Na poniŝszym rysunku zaznaczono bieg promienia świetlnego 1. Podaj konstrukcję wyznaczającą kierunek padania promienia 2 na soczewkę.

20. Na poniŝszym rysunku zaznaczono bieg promienia świetlnego 1. Podaj konstrukcję wyznaczającą kierunek padania promienia 2 na soczewkę. Optyka stosowana Załamanie światła. Soczewki 1. Współczynnik załamania światła dla wody wynosi n 1 = 1,33, a dla szkła n 2 = 1,5. Ile wynosi graniczny kąt padania dla promienia świetlnego przechodzącego

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie 373. Wyznaczanie stężenia roztworu cukru za pomocą polarymetru. Długość rurki, l [dm] Zdolność skręcająca a. Stężenie roztworu II d.

Ćwiczenie 373. Wyznaczanie stężenia roztworu cukru za pomocą polarymetru. Długość rurki, l [dm] Zdolność skręcająca a. Stężenie roztworu II d. Nazwisko Data Nr na liście Imię Wydział Dzień tyg Godzina Ćwiczenie 373 Wyznaczanie stężenia roztworu cukru za pomocą polarymetru Stężenie roztworu I d [g/dm 3 ] Rodzaj cieczy Położenie analizatora [w

Bardziej szczegółowo

WYDZIAŁ.. LABORATORIUM FIZYCZNE

WYDZIAŁ.. LABORATORIUM FIZYCZNE WSEiZ W WARSZAWIE WYDZIAŁ.. LABORATORIUM FIZYCZNE Ćw. nr 8 BADANIE ŚWIATŁA SPOLARYZOWANEGO: SPRAWDZANIE PRAWA MALUSA Warszawa 29 1. Wstęp Wiemy, że fale świetlne stanowią niewielki wycinek widma fal elektromagnetycznych

Bardziej szczegółowo

Polaryzacja chromatyczna

Polaryzacja chromatyczna FOTON 11, Lato 013 5 Polaryzacja chromatyczna Jerzy Ginter Uniwersytet Warszawski Zjawisko Zwykle nie zdajemy sobie sprawy, że bardzo wiele przezroczystych ciał w naszym otoczeniu jest zbudowanych z substancji

Bardziej szczegółowo

Fala elektromagnetyczna o określonej częstotliwości ma inną długość fali w ośrodku niż w próżni. Jako przykłady policzmy:

Fala elektromagnetyczna o określonej częstotliwości ma inną długość fali w ośrodku niż w próżni. Jako przykłady policzmy: Rozważania rozpoczniemy od ośrodków jednorodnych. W takich ośrodkach zależność między indukcją pola elektrycznego a natężeniem pola oraz między indukcją pola magnetycznego a natężeniem pola opisana jest

Bardziej szczegółowo

Ćw.6. Badanie własności soczewek elektronowych

Ćw.6. Badanie własności soczewek elektronowych Pracownia Molekularne Ciało Stałe Ćw.6. Badanie własności soczewek elektronowych Brygida Mielewska, Tomasz Neumann Zagadnienia do przygotowania: 1. Budowa mikroskopu elektronowego 2. Wytwarzanie wiązki

Bardziej szczegółowo

ELEMENTY OPTYKI Fale elektromagnetyczne Promieniowanie świetlne Odbicie światła Załamanie światła Dyspersja światła Polaryzacja światła Dwójłomność

ELEMENTY OPTYKI Fale elektromagnetyczne Promieniowanie świetlne Odbicie światła Załamanie światła Dyspersja światła Polaryzacja światła Dwójłomność ELEMENTY OPTYKI Fale elektromagnetyczne Promieniowanie świetlne Odbicie światła Załamanie światła Dyspersja światła Polaryzacja światła Dwójłomność Holografia FALE ELEKTROMAGNETYCZNE Fale elektromagnetyczne

Bardziej szczegółowo

OPTYKA FALOWA. W zjawiskach takich jak interferencja, dyfrakcja i polaryzacja światło wykazuje naturę

OPTYKA FALOWA. W zjawiskach takich jak interferencja, dyfrakcja i polaryzacja światło wykazuje naturę OPTYKA FALOWA W zjawiskach takich jak interferencja, dyfrakcja i polaryzacja światło wykazuje naturę falową. W roku 8 Thomas Young wykonał doświadczenie, które pozwoliło wyznaczyć długość fali światła.

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie nr 6. Zjawiska elektrooptyczne Sprawdzanie prawa Malusa, badanie komórki Pockelsa i Kerra

Ćwiczenie nr 6. Zjawiska elektrooptyczne Sprawdzanie prawa Malusa, badanie komórki Pockelsa i Kerra Ćwiczenie nr 6. Zjawiska elektrooptyczne Sprawdzanie prawa Malusa badanie komórki Pockelsa i Kerra Opracowanie: Ryszard Poprawski Katedra Fizyki Doświadczalnej Politechnika Wrocławska Wstęp Załamanie światła

Bardziej szczegółowo

Zjawisko interferencji fal

Zjawisko interferencji fal Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natężenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

Fala jest zaburzeniem, rozchodzącym się w ośrodku, przy czym żadna część ośrodka nie wykonuje zbyt dużego ruchu

Fala jest zaburzeniem, rozchodzącym się w ośrodku, przy czym żadna część ośrodka nie wykonuje zbyt dużego ruchu Ruch falowy Fala jest zaburzeniem, rozchodzącym się w ośrodku, przy czym żadna część ośrodka nie wykonuje zbyt dużego ruchu Fala rozchodzi się w przestrzeni niosąc ze sobą energię, ale niekoniecznie musi

Bardziej szczegółowo

Katedra Fizyki Ciała Stałego Uniwersytetu Łódzkiego. Ćwiczenie 1 Badanie efektu Faraday a w monokryształach o strukturze granatu

Katedra Fizyki Ciała Stałego Uniwersytetu Łódzkiego. Ćwiczenie 1 Badanie efektu Faraday a w monokryształach o strukturze granatu Katedra Fizyki Ciała Stałego Uniwersytetu Łódzkiego Ćwiczenie 1 Badanie efektu Faraday a w monokryształach o strukturze granatu Cel ćwiczenia: Celem ćwiczenia jest pomiar kąta skręcenia płaszczyzny polaryzacji

Bardziej szczegółowo

Wykład 16: Optyka falowa

Wykład 16: Optyka falowa Wykład 16: Optyka falowa Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.31 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ Zasada Huyghensa Christian Huygens 1678 r. pierwsza falowa

Bardziej szczegółowo

ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL

ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL ZADANIE 111 DOŚWIADCZENIE YOUNGA Z UŻYCIEM MIKROFAL X L Rys. 1 Schemat układu doświadczalnego. Fala elektromagnetyczna (światło, mikrofale) po przejściu przez dwie blisko położone (odległe o d) szczeliny

Bardziej szczegółowo

Promieniowanie dipolowe

Promieniowanie dipolowe Promieniowanie dipolowe Potencjały opóźnione φ i A dla promieniowanie punktowego dipola elektrycznego wygodnie jest wyrażać przez wektor Hertza Z φ = ϵ 0 Z, spełniający niejednorodne równanie falowe A

Bardziej szczegółowo

Wykład 16: Optyka falowa

Wykład 16: Optyka falowa Wykład 16: Optyka falowa Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.321 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ 1 Zasada Huyghensa Christian Huygens 1678 r. pierwsza

Bardziej szczegółowo

Rejestracja i rekonstrukcja fal optycznych. Hologram zawiera pełny zapis informacji o fali optycznej jej amplitudzie i fazie.

Rejestracja i rekonstrukcja fal optycznych. Hologram zawiera pełny zapis informacji o fali optycznej jej amplitudzie i fazie. HOLOGRAFIA prof dr hab inŝ Krzysztof Patorski Krzysztof Rejestracja i rekonstrukcja fal optycznych Hologram zawiera pełny zapis informacji o fali optycznej jej amplitudzie i fazie a) Laser b) odniesienia

Bardziej szczegółowo

Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie

Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie napisał Michał Wierzbicki Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie Prędkość grupowa paczki falowej Paczka falowa jest superpozycją fal o różnej częstości biegnących wzdłuż osi z.

Bardziej szczegółowo

Skręcenie płaszczyzny polaryzacji światła w cieczach (PF13)

Skręcenie płaszczyzny polaryzacji światła w cieczach (PF13) Skręcenie płaszczyzny polaryzacji światła w cieczach (PF13) Celem ćwiczenia jest: obserwacja zjawiska skręcenia płaszczyzny polaryzacji światła w roztworach cukru, obserwacja zależności kąta skręcenia

Bardziej szczegółowo

Równanie Fresnela. napisał Michał Wierzbicki

Równanie Fresnela. napisał Michał Wierzbicki napisał Michał Wierzbici Równanie Fresnela W anizotropowych ryształach optycznych zależność między wetorami inducji i natężenia pola eletrycznego (równanie materiałowe) jest następująca = ϵ 0 ˆϵ E (1)

Bardziej szczegółowo

SPRAWDZANIE PRAWA MALUSA

SPRAWDZANIE PRAWA MALUSA Ćwiczenie O-0 SPRWDZNI PRW MLUS I. Cel ćwiczenia: wyznaczenie natężenia światła I przechodzącego przez układ dwóch polaryzatorów w funkcji kąta θ między płaszczyznami polaryzacji tych polaryzatorów: I

Bardziej szczegółowo

Wykład III. Interferencja fal świetlnych i zasada Huygensa-Fresnela

Wykład III. Interferencja fal świetlnych i zasada Huygensa-Fresnela Wykład III Interferencja fal świetlnych i zasada Huygensa-Fresnela Interferencja fal płaskich Na kliszy fotograficznej, leżącej na płaszczyźnie z=0 rejestrujemy interferencję dwóch fal płaskich, o tej

Bardziej szczegółowo

Wykład 17: Optyka falowa cz.1.

Wykład 17: Optyka falowa cz.1. Wykład 17: Optyka falowa cz.1. Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.31 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ 1 Zasada Huyghensa Christian Huygens 1678 r. pierwsza

Bardziej szczegółowo

Fotonika. Plan: Wykład 3: Polaryzacja światła

Fotonika. Plan: Wykład 3: Polaryzacja światła Fotonika Wykład 3: Polaryzacja światła Plan: Równania Maxwella w ośrodku optycznie liniowym Równania Maxwella dla fal monochromatycznych Polaryzacja światła Fala płaska spolaryzowana Polaryzacje liniowe,

Bardziej szczegółowo

Drgania i fale II rok Fizyk BC

Drgania i fale II rok Fizyk BC 00--07 5:34 00\FIN00\Drgzlo00.doc Drgania złożone Zasada superpozycji: wychylenie jest sumą wychyleń wywołanych przez poszczególne czynniki osobno. Zasada wynika z liniowości związku między wychyleniem

Bardziej szczegółowo

Moment pędu fali elektromagnetycznej

Moment pędu fali elektromagnetycznej napisał Michał Wierzbicki Moment pędu fali elektromagnetycznej Definicja momentu pędu pola elektromagnetycznego Gęstość momentu pędu pola J w elektrodynamice definuje się za pomocą wzoru: J = r P = ɛ 0

Bardziej szczegółowo

PROPAGACJA PROMIENIOWANIA PRZEZ UKŁAD OPTYCZNY W UJĘCIU FALOWYM. TRANSFORMACJE FAZOWE I SYGNAŁOWE

PROPAGACJA PROMIENIOWANIA PRZEZ UKŁAD OPTYCZNY W UJĘCIU FALOWYM. TRANSFORMACJE FAZOWE I SYGNAŁOWE PROPAGACJA PROMIENIOWANIA PRZEZ UKŁAD OPTYCZNY W UJĘCIU FALOWYM. TRANSFORMACJE FAZOWE I SYGNAŁOWE prof. dr hab. inż. Krzysztof Patorski Przedmiotem tej części wykładu są podstawowe transformacje fazowe

Bardziej szczegółowo

Pomiar różnicy dróg optycznych metodą Senarmonta

Pomiar różnicy dróg optycznych metodą Senarmonta Ćwiczenie 7 Pomiar różnicy dróg optycznych metodą Senarmonta Pojęcia podstawowe: Fale własne (wektory własne) ośrodka dwójłomnego; różnica dróg optycznych (różnica faz); kompensatory pośrednie i bezpośrednie;

Bardziej szczegółowo

Wyznaczanie zależności współczynnika załamania światła od długości fali światła

Wyznaczanie zależności współczynnika załamania światła od długości fali światła Ćwiczenie O3 Wyznaczanie zależności współczynnika załamania światła od długości fali światła O3.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zbadanie zależności współczynnika załamania światła od długości fali

Bardziej szczegółowo

Równania Maxwella. Wstęp E B H J D

Równania Maxwella. Wstęp E B H J D Równania Maxwella E B t, H J D t, D, B 0 Równania materiałowe B 0 H M, D 0 E P, J E, gdzie: 0 przenikalność elektryczną próżni ( 0 8854 10 1 As/Vm), 0 przenikalność magetyczną próżni ( 0 4 10 7 Vs/Am),

Bardziej szczegółowo

Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem. S 0 amplituda odkształcenia. f [Hz] - częstotliwość.

Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem. S 0 amplituda odkształcenia. f [Hz] - częstotliwość. Akusto-optyka Fala akustyczna jest falą mechaniczną Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem ( x, t) S cos( Ωt qx) s Częstotliwość kołowa Ω πf Długość fali

Bardziej szczegółowo

Optyczna spektroskopia oscylacyjna. w badaniach powierzchni

Optyczna spektroskopia oscylacyjna. w badaniach powierzchni Optyczna spektroskopia oscylacyjna w badaniach powierzchni Zalety oscylacyjnej spektroskopii optycznej uŝycie fotonów jako cząsteczek wzbudzających i rejestrowanych nie wymaga uŝycia próŝni (moŝliwość

Bardziej szczegółowo

2.6.3 Interferencja fal.

2.6.3 Interferencja fal. RUCH FALOWY 1.6.3 Interferencja fal. Pojęcie interferencja odnosi się do fizycznych efektów nie zakłóconego nakładania się dwóch lub więcej ciągów falowych. Doświadczenie uczy, że fale mogą przebiegać

Bardziej szczegółowo

Dr Piotr Sitarek. Instytut Fizyki, Politechnika Wrocławska

Dr Piotr Sitarek. Instytut Fizyki, Politechnika Wrocławska Podstawy fizyki Wykład 11 Dr Piotr Sitarek Instytut Fizyki, Politechnika Wrocławska D. Halliday, R. Resnick, J.Walker: Podstawy Fizyki, tom 3, Wydawnictwa Naukowe PWN, Warszawa 2003. K.Sierański, K.Jezierski,

Bardziej szczegółowo

Ośrodki dielektryczne optycznie nieliniowe

Ośrodki dielektryczne optycznie nieliniowe Ośrodki dielektryczne optycznie nieliniowe Równania Maxwella roth rot D t B t = = przy czym tym razem wektor indukcji elektrycznej D ε + = ( ) Wektor polaryzacji jest nieliniową funkcją natężenia pola

Bardziej szczegółowo

Wyznaczanie współczynnika załamania światła

Wyznaczanie współczynnika załamania światła Ćwiczenie O2 Wyznaczanie współczynnika załamania światła O2.1. Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest wyznaczenie współczynnika załamania światła dla przeźroczystych, płaskorównoległych płytek wykonanych z

Bardziej szczegółowo

Prawa optyki geometrycznej

Prawa optyki geometrycznej Optyka Podstawowe pojęcia Światłem nazywamy fale elektromagnetyczne, o długościach, na które reaguje oko ludzkie, tzn. 380-780 nm. O falowych własnościach światła świadczą takie zjawiska, jak ugięcie (dyfrakcja)

Bardziej szczegółowo

Zjawisko interferencji fal

Zjawisko interferencji fal Zjawisko interferencji fal Interferencja to efekt nakładania się fal (wzmacnianie i osłabianie się ruchu falowego widoczne w zmianach amplitudy i natężenia fal) w którym zachodzi stabilne w czasie ich

Bardziej szczegółowo

Równania Maxwella. roth t

Równania Maxwella. roth t , H wektory natężenia pola elektrycznego i magnetycznego D, B wektory indukcji elektrycznej i magnetycznej J gęstość prądu elektrycznego Równania Maxwella D roth t B rot+ t J Dla ośrodka izotropowego D

Bardziej szczegółowo

ĘŚCIOWO KOHERENTNYM. τ), gdzie Γ(r 1. oznacza centralną częstotliwość promieniowania quasi-monochromatycznego.

ĘŚCIOWO KOHERENTNYM. τ), gdzie Γ(r 1. oznacza centralną częstotliwość promieniowania quasi-monochromatycznego. OBRAZOWANIE W OŚWIETLENIU CZĘŚ ĘŚCIOWO KOHERENTNYM 1. Propagacja światła a częś ęściowo koherentnego prof. dr hab. inŝ. Krzysztof Patorski Krzysztof PoniŜej zajmiemy się propagacją promieniowania quasi-monochromatycznego,

Bardziej szczegółowo

Optyka. Wykład VII Krzysztof Golec-Biernat. Prawa odbicia i załamania. Uniwersytet Rzeszowski, 22 listopada 2017

Optyka. Wykład VII Krzysztof Golec-Biernat. Prawa odbicia i załamania. Uniwersytet Rzeszowski, 22 listopada 2017 Optyka Wykład VII Krzysztof Golec-Biernat Prawa odbicia i załamania Uniwersytet Rzeszowski, 22 listopada 2017 Wykład VII Krzysztof Golec-Biernat Optyka 1 / 20 Plan Zachowanie pola elektromagnetycznego

Bardziej szczegółowo

POMIAR NATURALNEJ AKTYWNOŚCI OPTYCZNEJ

POMIAR NATURALNEJ AKTYWNOŚCI OPTYCZNEJ ĆWICZENIE 88 POMIAR NATURALNEJ AKTYWNOŚCI OPTYCZNEJ Cel ćwiczenia: Badanie zjawiska skręcenia płaszczyzny polaryzacji światła w cieczach i kryształach optycznie czynnych. Zagadnienia: polaryzacja światła,

Bardziej szczegółowo

Laboratorium TECHNIKI LASEROWEJ. Ćwiczenie 1. Modulator akustooptyczny

Laboratorium TECHNIKI LASEROWEJ. Ćwiczenie 1. Modulator akustooptyczny Laboratorium TECHNIKI LASEROWEJ Ćwiczenie 1. Modulator akustooptyczny Katedra Metrologii i Optoelektroniki WETI Politechnika Gdańska Gdańsk 2018 1. Wstęp Ogromne zapotrzebowanie na informację oraz dynamiczny

Bardziej szczegółowo

Podstawy fizyki wykład 8

Podstawy fizyki wykład 8 Podstawy fizyki wykład 8 Dr Piotr Sitarek Katedra Fizyki Doświadczalnej, W11, PWr Optyka geometryczna Polaryzacja Odbicie zwierciadła Załamanie soczewki Optyka falowa Interferencja Dyfrakcja światła D.

Bardziej szczegółowo

Ćwiczenie Nr 6 Skręcenie płaszczyzny polaryzacji

Ćwiczenie Nr 6 Skręcenie płaszczyzny polaryzacji Instytut Fizyki, Uniwersytet Śląski Chorzów 2018 r. Ćwiczenie Nr 6 Skręcenie płaszczyzny polaryzacji Zagadnienia: polaryzacja światła, metody otrzymywania światła spolaryzowanego, budowa polarymetru, zjawisko

Bardziej szczegółowo

Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem. S 0 amplituda odkształcenia. f [Hz] -częstotliwość.

Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem. S 0 amplituda odkształcenia. f [Hz] -częstotliwość. Akusto-optyka Fala akustyczna jest falą mechaniczną Oscylator wprowadza lokalne odkształcenie s ośrodka propagujące się zgodnie z równaniem ( x, t) S cos( Ωt qx) s Częstotliwość kołowa Ω πf Długość fali

Bardziej szczegółowo

Pomiar długości fali świetlnej i stałej siatki dyfrakcyjnej.

Pomiar długości fali świetlnej i stałej siatki dyfrakcyjnej. POLITECHNIKA ŚLĄSKA WYDZIAŁ CHEMICZNY KATEDRA FIZYKOCHEMII I TECHNOLOGII POLIMERÓW LABORATORIUM Z FIZYKI Pomiar długości fali świetlnej i stałej siatki dyfrakcyjnej. Wprowadzenie Przy opisie zjawisk takich

Bardziej szczegółowo

Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni. Dla próżni równania Maxwella w tzw. postaci różniczkowej są następujące:

Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni. Dla próżni równania Maxwella w tzw. postaci różniczkowej są następujące: Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni Dla próżni równania Maxwella w tzw postaci różniczkowej są następujące:, gdzie E oznacza pole elektryczne, B indukcję pola magnetycznego a i

Bardziej szczegółowo

Agata Saternus piątek Dwójłomność kryształów, dwójłomność światłowodów, dwójłomność próżni (z ang. vacuum birefringence)

Agata Saternus piątek Dwójłomność kryształów, dwójłomność światłowodów, dwójłomność próżni (z ang. vacuum birefringence) Agata Saternus piątek 9.07.011 Dwójłomność kryształów, dwójłomność światłowodów, dwójłomność próżni (z ang. vacuum birefringence) Dwójłomność odkrył Rasmus Bartholin w 1669 roku, dwójłomność kryształu

Bardziej szczegółowo

Elektrodynamika Część 8 Fale elektromagnetyczne Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM

Elektrodynamika Część 8 Fale elektromagnetyczne Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM Elektrodynamika Część 8 Fale elektromagnetyczne Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas Spis treści 9 Fale elektromagnetyczne 3 9.1 Fale w jednym wymiarze.................

Bardziej szczegółowo

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE LASERY I ICH ZASTOSOWANIE Laboratorium Instrukcja do ćwiczenia nr 5 Temat: Interferometr Michelsona 7.. Cel i zakres ćwiczenia 7 INTERFEROMETR MICHELSONA Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z budową i

Bardziej szczegółowo

Właściwości optyczne kryształów

Właściwości optyczne kryształów Właściwości optyczne kryształów Światło Kolor Długość fali w próżni (nm) 660 610 580 550 470 410 1 Właściwości optyczne i dielektryczne Właściwości optyczne i dielektryczne są ściśle ze sobą związane:

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 12, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz

Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 12, Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Podstawy Fizyki III Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład, 0..07 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Mateusz Winkowski, Łukasz Zinkiewicz Radosław Łapkiewicz Wykład - przypomnienie superpozycja

Bardziej szczegółowo

Właściwości optyczne kryształów

Właściwości optyczne kryształów Właściwości optyczne kryształów Właściwości optyczne i dielektryczne Właściwości optyczne i dielektryczne są ściśle ze sobą związane: n = ε χ = ε 1 Gdzie n jest współczynnikiem załamania światła, ε przenikalnością

Bardziej szczegółowo

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 6, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 6, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej wykład 6, 0.03.01 wykład: pokazy: ćwiczenia: Czesław Radzewicz Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek Ernest Grodner Wykład 5 - przypomnienie ciągłość

Bardziej szczegółowo

G:\AA_Wyklad 2000\FIN\DOC\FRAUN1.doc. "Drgania i fale" ii rok FizykaBC. Dyfrakcja: Skalarna teoria dyfrakcji: ia λ

G:\AA_Wyklad 2000\FIN\DOC\FRAUN1.doc. Drgania i fale ii rok FizykaBC. Dyfrakcja: Skalarna teoria dyfrakcji: ia λ Dyfrakcja: Skalarna teoria dyfrakcji: U iω t [ e ] ( t) Re U ( ) ;. c t U ( ; t) oraz [ + ] U ( ) k. U ia s ( ) A e ik r ( rs + r ) cos( n, ) cos( n, s ) ds s r. Dyfrakcja Fresnela (a) a dyfrakcja Fraunhofera

Bardziej szczegółowo

BADANIE I ACHROMATYZACJA PRĄŻKÓW INTERFERENCYJNYCH TWORZONYCH ZA POMOCĄ ZWIERCIADŁA LLOYDA

BADANIE I ACHROMATYZACJA PRĄŻKÓW INTERFERENCYJNYCH TWORZONYCH ZA POMOCĄ ZWIERCIADŁA LLOYDA BADANIE I ACHROMATYZACJA PRĄŻKÓW INTERFERENCYJNYCH TWORZONYCH ZA POMOCĄ ZWIERCIADŁA LLOYDA Celem ćwiczenia jest: 1. demonstracja dużej liczby prążków w interferometrze Lloyda z oświetleniem monochromatycznym,

Bardziej szczegółowo

POMIAR DŁUGOŚCI FALI ŚWIETLNEJ ZA POMOCĄ SIATKI DYFRAKCYJNEJ I SPEKTROMETRU

POMIAR DŁUGOŚCI FALI ŚWIETLNEJ ZA POMOCĄ SIATKI DYFRAKCYJNEJ I SPEKTROMETRU Politechnika Warszawska Wydział Fizyki Laboratorium Fizyki I P Irma Śledzińska 4 POMIAR DŁUGOŚCI FALI ŚWIETLNEJ ZA POMOCĄ SIATKI DYFRAKCYJNEJ I SPEKTROMETRU 1. Podstawy fizyczne Fala elektromagnetyczna

Bardziej szczegółowo

Badanie właściwości optycznych roztworów.

Badanie właściwości optycznych roztworów. ĆWICZENIE 4 (2018), STRONA 1/6 Badanie właściwości optycznych roztworów. Cel ćwiczenia - wyznaczenie skręcalności właściwej sacharozy w roztworach wodnych oraz badanie współczynnika załamania światła Teoria

Bardziej szczegółowo

WYZNACZANIE DŁUGOŚCI FALI ŚWIETLNEJ ZA POMOCĄ SIATKI DYFRAKCYJNEJ

WYZNACZANIE DŁUGOŚCI FALI ŚWIETLNEJ ZA POMOCĄ SIATKI DYFRAKCYJNEJ ĆWICZENIE 84 WYZNACZANIE DŁUGOŚCI FALI ŚWIETLNEJ ZA POMOCĄ SIATKI DYFRAKCYJNEJ Cel ćwiczenia: Wyznaczenie długości fali emisji lasera lub innego źródła światła monochromatycznego, wyznaczenie stałej siatki

Bardziej szczegółowo

Fotonika. Plan: Wykład 9: Interferencja w układach warstwowych

Fotonika. Plan: Wykład 9: Interferencja w układach warstwowych Fotonika Wykład 9: Interferencja w układach warstwowych Plan: metody macierzowe - macierze przejścia i rozpraszania Proste układy warstwowe powłoki antyrefleksyjne interferometr Fabry-Pérot tunelowanie

Bardziej szczegółowo

Rozdział 22 Pole elektryczne

Rozdział 22 Pole elektryczne Rozdział 22 Pole elektryczne 1. NatęŜenie pola elektrycznego jest wprost proporcjonalne do A. momentu pędu ładunku próbnego B. energii kinetycznej ładunku próbnego C. energii potencjalnej ładunku próbnego

Bardziej szczegółowo

Fale elektromagnetyczne. Obrazy.

Fale elektromagnetyczne. Obrazy. Fale elektroagnetyczne. Obrazy. Wykład 7 1 Wrocław University of Technology 28-4-212 Tęcza Maxwella 2 1 Tęcza Maxwella 3 ( kx t) ( kx t) E = E sin ω = sin ω Prędkość rozchodzenia się fali: 1 8 c = = 3.

Bardziej szczegółowo

BADANIE INTERFERENCJI MIKROFAL PRZY UŻYCIU INTERFEROMETRU MICHELSONA

BADANIE INTERFERENCJI MIKROFAL PRZY UŻYCIU INTERFEROMETRU MICHELSONA ZDNIE 11 BDNIE INTERFERENCJI MIKROFL PRZY UŻYCIU INTERFEROMETRU MICHELSON 1. UKŁD DOŚWIDCZLNY nadajnik mikrofal odbiornik mikrofal 2 reflektory płytka półprzepuszczalna prowadnice do ustawienia reflektorów

Bardziej szczegółowo

Rys. 1 Geometria układu.

Rys. 1 Geometria układu. Ćwiczenie 9 Hologram Fresnela Wprowadzenie teoretyczne Holografia umożliwia zapis pełnej informacji o obiekcie optycznym, zarówno amplitudowej, jak i fazowej. Dzięki temu można m.in. odtwarzać trójwymiarowe

Bardziej szczegółowo

1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych. , u x1 x 2

1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych. , u x1 x 2 Temat 1 Pojęcia podstawowe 1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych Równaniem różniczkowym cząstkowym rzędu drugiego o n zmiennych niezależnych nazywamy równanie postaci gdzie u = u (x 1, x,...,

Bardziej szczegółowo

OPTYKA GEOMETRYCZNA I INSTRUMENTALNA

OPTYKA GEOMETRYCZNA I INSTRUMENTALNA 1100-1BO15, rok akademicki 2018/19 OPTYKA GEOMETRYCZNA I INSTRUMENTALNA dr hab. Rafał Kasztelanic Wykład 3 Pryzmat Pryzmaty w aparatach fotograficznych en.wikipedia.org/wiki/pentaprism luminous-landscape.com/understanding-viewfinders

Bardziej szczegółowo

Fale elektromagnetyczne w dielektrykach

Fale elektromagnetyczne w dielektrykach Fale elektromagnetyczne w dielektrykach Ryszard J. Barczyński, 2016 Politechnika Gdańska, Wydział FTiMS, Katedra Fizyki Ciała Stałego Materiały dydaktyczne do użytku wewnętrznego Krótka historia odkrycia

Bardziej szczegółowo

ĆWICZENIE 41 POMIARY PRZY UŻYCIU GONIOMETRU KOŁOWEGO. Wprowadzenie teoretyczne

ĆWICZENIE 41 POMIARY PRZY UŻYCIU GONIOMETRU KOŁOWEGO. Wprowadzenie teoretyczne ĆWICZENIE 4 POMIARY PRZY UŻYCIU GONIOMETRU KOŁOWEGO Wprowadzenie teoretyczne Rys. Promień przechodzący przez pryzmat ulega dwukrotnemu załamaniu na jego powierzchniach bocznych i odchyleniu o kąt δ. Jeżeli

Bardziej szczegółowo

POLITECHNIKA ŁÓDZKA INSTYTUT FIZYKI LABORATORIUM FIZYKI KRYSZTAŁÓW STAŁYCH. ĆWICZENIE Nr 1. Optyczne badania kryształów

POLITECHNIKA ŁÓDZKA INSTYTUT FIZYKI LABORATORIUM FIZYKI KRYSZTAŁÓW STAŁYCH. ĆWICZENIE Nr 1. Optyczne badania kryształów OLITECHNIK ŁÓDZK INSTYTUT FIZYKI LBORTORIUM FIZYKI KRYSZTŁÓW STŁYCH ĆWICZENIE Nr 1 Optyczne badania kryształów Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest poznanie przyrządów i metod do badań optycznych oraz cech

Bardziej szczegółowo