Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Transkrypt

1 Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 6 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15

2 Plan

3 Klasyczny model współczynnika załamania Oscylatorowy model ośrodka Opisujemy ośrodek przez zbiór klasycznych oscylatorów harmonicznych, o częstości własnej ω 0 i tłumieniu γ Oscylatory sa pobudzane do drgań polem elektrycznym fali elektromagnetycznej E(t) = E 0 e iωt Równanie ruchu oscylatora z siła wymuszajac a: d 2 x dt 2 + γ dx dt + ω2 0x = e m E 0e iωt

4 Klasyczny model współczynnika załamania Rozwiazanie równania ruchu Rozwiazanie jest postaci x(t) = x 0 e iωt z amplituda zespolona x 0 zależna od ω: x 0 = ee 0 m 1 ω 2 ω 2 0 iωγ Polaryzacja ośrodka o koncentracji atomów N: P = Ne x Polaryzacja ośrodka o podatności χ zależy liniowo od pola E P = ɛ 0 χ E

5 Klasyczny model współczynnika załamania Podatność dielektryczna Porównanie wyrażeń na P pozwala wyznaczyć χ: χ = Ne2 1 ɛ 0 m ω 2 ω0 2 iωγ = χ iχ Rzeczywista część podatności: χ = Ne2 ɛ 0 m ω 2 0 ω2 (ω 2 ω 2 0 )2 + ω 2 γ 2 χ = Ne2 ωγ ɛ 0 m (ω 2 ω0 2)2 + ω 2 γ 2

6 Klasyczny model współczynnika załamania Zależność podatności od częstości fali

7 Klasyczny model współczynnika załamania Dyspersja i absorpcja Względna przenikalność dielektryczna ośrodka: Współczynnik załamania: ɛ = 1 + χ iχ n = ɛ 1 + χ 2 i χ 2 = n iκ Pole elektryczne fali w ośrodku: E(x, t) = E 0 e i(ωt kx) = E 0 e i(ωt (n iκ) ω c x) = E 0 e κ ω c x e i(ωt n ω c x) Amplituda pola zanika wykładniczo - prawo Lamberta-Beera E 0(x) = E 0 e κ ω c x = E 0 e αx

8 Klasyczny model współczynnika załamania Dyspersja i absorpcja n - decyduje o prędkości fazowej światła w ośrodku (dyspersja) α - decyduje o tłumieniu (absorpcja)

9 Fale elektromagnetyczne w plazmie Ośrodek wypełniony ładunkami swobodnymi Dla fali poprzecznej wynik możemy uzyskać przez podstawienie γ = 0 i ω 0 = 0 w modelu oscylatorowym. Względna przenikalność dielektryczna dla ładunków w próżni: ɛ = 1 Ne2 1 ɛ 0 m ω 2 Względna przenikalność dielektryczna dla ładunków w ośrodku o przenikalności ɛ L : ( ) ( ) ɛ = ɛ L 1 Ne2 1 ɛ 0 ɛ L m ω 2 = ɛ L 1 ω2 p ω 2 Częstość plazmowa: ω 2 p = Ne2 ɛ 0 ɛ L m

10 Współczynnik załamania plazmy Współczynnik załamania n = ɛ = (dla ω < ω p n jest czysto urojone) ( ) ɛ L 1 ω2 p ω 2 Współczynnik odbicia (z wzorów Fresnela): R = ( ) 2 n 1 n + 1 (dla ω < ω p R = 1, fale nie wnikaja do ośrodka)

11 Współczynnik odbicia od plazmy Jonosfera ɛ L = 1 Odbicie fal radiowych od jonosfery

12 Współczynnik odbicia od plazmy Metale ɛ L = 10 Odbicie światła od metali

13 Propagacja fal radiowych w atmosferze

14 Półklasyczny model oddziaływania atomu ze światłem Opis fali E-M Falę elektromagnetyczna opisujemy klasycznie przez potencjał wektorowy A i skalarny φ E = φ A t Hamiltonian atomu w polu fali E-M: B = A H = 1 ( p + ea) 2m 2 eφ + V Wybieramy cechowanie φ = 0 i A = 0, wtedy [ p, A] = 0 H = p2 2m + V + e m pa + e2 A 2 2m

15 Półklasyczny model oddziaływania atomu ze światłem Zaburzenie wywołane fala E-M Przy małych natężeniach pola możemy pominać wyraz kwadratowy: H = p2 2m + V + e m p A = H 0 + H Hamiltonian zaburzenia wywołanego fala E-M: H = e m p A Rozwiazania szukamy za pomoca rachunku zaburzeń zależnego od czasu

16 Półklasyczny model oddziaływania atomu ze światłem Przejścia w atomie dwupoziomowym Możemy obliczyć prawdopodobieństwo przejścia atomu ze stanu podstawowego 1 > do stanu wzbudzonego 2 > (współczynnik Einsteina B 12 ) dla atomu dwupoziomowego: B 12 = d 12 dipolowy moment przejścia: π 3ɛ 0 2 d 12 2 d 12 =< 2 e r 1 > Z relacji pomiędzy współczynnikami Einsteina: A 21 = ω3 e 2 3πɛ 0 c 3 d 12 2 ( szczegóły na ćwiczeniach)

17 Moment dipolowy przejścia Moment dipolowy przejścia decyduje o prawdopodobieństwie oddziaływania Dla światła spolaryzowanego prawdopodobieństwo absorpcji zależy od kierunku pomiędzy kierunkiem polaryzacji światła i kierunkiem momentu dipolowego: p a E d 2 [ Prawdopodobieństwo emisji spontanicznej rośnie z ω 3

18 Rozpraszanie Rayleigha Promieniowanie wzbudzonego dipola Czastki rozpraszajace sa dużo mniejsze od długości fali W czastkach indukowany jest elektryczny moment dipolowy p E(t) p p = a E = a E 0 sin ωt = p 0 sin ωt Oscylujacy dipol promieniuje fale E-M. Wektor Poyntinga: S = 1 16π 2 ɛ 0 c 3 Po wstawieniu p i uśrednieniu: ( d 2 ) 2 p sin 2 θ dt 2 r 2 < S >= p2 0 ω4 sin 2 θ 32π 2 ɛ 0 c 3 r 2

19 Rozpraszanie Rayleigha Rozpraszanie w ośrodku Promieniowanie wielu dipoli jest niespójne dodajemy natężenia Natężenie światła rozproszonego zależy od kata θ pomiędzy kierunkiem polaryzacji świata a kierunkiem obserwacji: kierunek polaryzacji I ω 4 sin2 θ r 2 p θ r kierunek propagacji

20 Rozpraszanie Rayleigha Światło niespolaryzowane Światło niespolaryzowane rozkładamy na dwie składowe o prostopadłej polaryzacji - np. pozioma i pionowa Dodajemy rozkłady katowe promieniowania dla każdej z dwóch polaryzacji Wynik zależy od kata γ pomiędzy kierunkiem propagacji a kierunkiem obserwacji: I ω cos2 γ r 2 r γ kierunek propagacji

21 Rozpraszanie w atmosferze Kolor nieba Rozpraszanie Rayleigha na fluktuacjach gęstości w atmosferze jest odpowiedzialne za niebieski kolor nieba i czerwony kolor zachodzacego słońca (wydajność rozpraszania rośnie jak ω 4 ) [

22 Rozpraszanie w atmosferze Polaryzacja nieba Światło nieba jest częściowo spolaryzowane, można je więc osłabić za pomoca polaryzatora [forums.steves-digicams.com]

23 Rozpraszanie Mie Duże czastki Dla czastek porównywalnych z długościa fali lub większych trzeba spójnie zsumować wkłady do światła rozproszonego pochodzace od całej objętości (powierzchni) czastek Rozpraszanie Mie słabo zależy od długości fali (chmury sa białe!) Im większe czastki tym silniej światło jest rozpraszane do przodu [