Сынған сәуленің поляризациясы. Брюстер заңы.

Тәжірибеге қарағанда, жарық екі ортаның шекарасында шағылғанда және сынғанда азды-көпті поляризацияланады. Жарықтың мөлдір екі диэлектрик орта шекарасында поляризациялануына тоқталайық. Табиғи жарық шоғы прпллель- жазық шыны пластинка бетінен шағылғандағы поляризациялануын қарастырайық. Мысалы, ММ қоңыр шыны пластинканың О нүктесіне і бұрыш жасап түскен SO сәуле одан шағылып жолындағы T₁ турмалин пластинкадан өтетін болсын. Егер осы пластинканы шағылған OS₁ сәулеге дәл келетін осьтен айналдырсақ, шағылған жарық интенсивтігінің өзгергендігін байқаймыз. Егер түсу бұрышы i= 56⁰ болса, турмалин пластинканы толық бір айналдырғанда шағылған жарық интенсивтігі екі рет нөлге теңеледі, яғни жарық екі рет сөнеді.Мұның себебі: шыныдан шағылған жарық поляризацияланған болғаны. Мұнда шыны пластинка поляризатор, турмалин пластинка анализатор болып табылады. Осындай зерттеулер нәтижесінде қарағанда шағылған жарық түсу жазықтығында поляризацияланады, басқаша айтқанда оның электр векторы түзу жазықтығына перпендикуляр жазықтықта тербеледі. Жазық-параллель шыны пластинкадан шағылған жарықтың поляризациялану күйін зерттегенде анализатор етіп екінші жазық- параллель шыны пластинканы алуға да болады. Табиғи жарықтың S₁O₁ сәулесіM₁N₁ жазық-параллель шыны пластинкадан шағылған соң дәл сондай M₂N₂ шыны пластинкаға түсіп, екінші рет шағылсын, жарықтың бұлардан шағылу бұрыштары бірдей (i’=i₁’) болсын, M₂N₂ пластинканы O₁O₂ сәулемен дәл келетін осьтен айналдырғанда одан шағылған жарықтың интенсивтігі өзгереді. Сонда жарықтың M₁N₁ және M₂N₂ пластинкаға түсу жазықтықтары бір-біріне параллель болған жағдайда M₂N₂ пластинкадан шағылған жарықтың интенсивтігі максималь болады, егер сол түсу жазықтықтары өзара перпендикуляр болса, онда шағылған жарық интенсивтігі минималь болады. Бұл жағдайда шағылған жарық толық поляризацияланған болады. Сондағы түсу бұрышы (i₀) толық поляризациялану бұрышы, немесе Брюстер бұрышы деп аталады. Брюстердің 1815ж. тағайындауы бойынша жарықтың толық поляризациялану бұрышының тангенсі жарық шағылатын ортаның жарық сыну көрсеткішіне тең:

tg i₀=n

мұндағы n- салыстырма сыну көрсеткіші. Бұл қорытынды Брюстер заңы деп аталады. Брюстер заңы — диэлектриктің сыну көрсеткіші (n) мен оның бетінен шағылып, толық полярланып шығатын табиғи жарықтың түсу бұрышы (Б) арасындағы қатынас. Брюстер заңы бойынша түсу жазықтығына перпендикуляр болатын жарық толқыны электр векторының ЕS құраушысы ғана (яғни, жарықтың бөліну бетіне параллель құраушысы) шағылады, ал жарықтың түсу жазықтығында жататын ЕР құраушысы шағылмайды, сынады. Брюстер заңын 1815 жылы ағылшын физигі Д. Брюстер (1781 — 1868) ашқан. Дегенмен кейбір арнаулы тәжірибелер Брюстер заңының дәл орындала бермейтінін көрсетті.

Бұл заңды жарық тек диэлектриктер (шыны, кварц, су т.т.) бетінен шағылғанда ғана қолдануға болады. Жалпы, жарық екі мөлдір ортаның шекарасында әрі шағылады, әрі сынады. СОнда шағылған сәуле де сынған сәуле де поляризацияланады. Егер жарықтың түсу бұрышы Брюстер бұрышына тең болса, онда шағылған сәуле толық поляризацияланады, сынған сәуле шала поляризацияланады. Жоғарыда айтылғандай шағылған жарық түсу жазықтығында перпендикуляр жазықтықта поляризацияланады. Егер жарық толқынларының электр векторы түсу жазықтығына перпендикуляр бағытта тербелсе, яғни жарық түсу жазықтығында поляризацияланған болса, онда шағылу коэффициенті (p_s) мынадай формуласымен өрнектеледі: p_s=sin²(i-r)/sin²(i+r).

Егер жарық толқындарының электр векторы түсу жазықтығында тербелсе, яғни жарық түсу жазықтығына перпендикуляр жазықтықта поляризацияланған болса, онда шағылу коэффициенті (p_р) мынаған тең: p_р= tg²(i-r)/tg²(i+r), мұндағы i,r –түсу және сыну бұрыштары. Егер түскен жарық поляризацияланбаған болса, онда шағылу коэффициенті (p) мынадай формуламен өрнектеледі: p=1/2[sin²(i-r)/sin²(i+r)+ tg²(i-r)/tg²(i+r)].

Жарық екі диэлектриктің шекара бетіне тік түскен жағдайда шағылу коэффициенті мынаған тең болады: p=(n-1/n+1)²

Мұндағы n- екінші ортаның салыстырма сыну көрсеткіші.Осы келтірілген формулалар диэлектрик бетіненжарық шағылу коэффициенттерін есептеу үшін пайдаланылады.

68. Жарықтың дисперсиясы.

Максвеллдің теориясы бойынша диэлектриктік өтімділік әр затты сипаттайтын тұрақты шама деп саналады. Олай болса заттың сындыру көрсеткіші де тұрақты болуға тиіс.

Бірақ тәжірибеге қарағанда заттың жарық сындыру көрсеткіші жарық толқындарының ұзындығына тәуелді. Мысалы, шынының бір сортының толқын ұзындығы λ=656.3нм, қызыл сәулені сындыру көрсеткіші n=1.5139; толқын ұзындығы λ= 589 нм, сары сәулені сындыру көрсеткіші n=1,5163; толқын ұзындығы λ= 486 нм, көк сәулені сындыру көрсеткіші n=1,5220. Бұдан шынының сыну көрсеткіші көрінетін жарық толқын ұзындығы кеміген сайын арта түсетіндігі байқалады. Бұл кәдімгі мөлдір заттан өткенде күлгін сәуленің жасыл сәуледен гөрі күштірек, жасыл сәуленің қызыл сәуледен гөрі күштірек сынатындығына сәйкес келеді.

Заттың жарық сындыру көрсеткішінің жарық толқыны ұзындығына тәуелділігі жарық дисперсиясы деп аталады. Егер заттың абсолют сыну көрсеткіші n болса, оның толқын ұзындығына (λ-ға) тәуелділігін былай өрнектеуге болады: n=f(λ).

 

Суретте шынының (1), кварцтың (2) және флюориттың (3) сыну көрсеткіштерінің көрінетін жарық толқындары ұзындығына байланысты қалай өзгеретіндігі кескінделген. Осылай жарық толқындары ұзарғанда, яғни тербеліс жиілігі азайғанда сыну көрсеткіштерінің кемуі қалыпты дисперсия деп аталады.

Жарық толқындары қысқарғанда, яғни тербеліс жиілігі артқанда сыну көрсеткішінің кемуі аномаль дисперсия деп аталады.

Дисперсия құбылысын электрондық теория тұрғысынан қарастырып түсіндіруге болады. Жарық таралған орта атомдарының құрамындағы эдектрондар жарық толқындары айнымалы электр өрісі әсерінен еріксіз тербеле бастайды. Сонда электронға өріс тарапынан әсер еткен күш шамасы, орта біртекті және изотроп болып, толқын монохромат және жазықша поляризацияланған болса, мынаған тең болады: =eE=eE₀sinωt. Мұндағы Е₀-өріс кернеулігіні амплитудасы, ω – бұрыштық жиілік, әдеттегіше ω=2πν, мұнда ν-тербеліс жиілігі.

Егер жарық таралған диэлектрик ортаның жарық өрісі ықпалынан тербелетін электрондары бірнеше топқа бөлініп, әр топта N_i электрон болып тербеліс өшпейтін болса, сыну көрсеткіш мына түрде жазуға болады: . Мұндағы ω_0i – әр топтың меншікті тербеліс жиілігі.

Бұл жағдайда дисперсия қисығы бірнеше бұтаққа тармақталады. Өйткені жарық тербеліс жиілігі әрбір топтың меншікті тербеліс жиілігіне теңелгенде (ω=ω_0i) сыну көрсеткіш мәндері шексіз үлкен болады. (n=±∞).

 

 

Алыпты дисперсия

Заттың жарық сындыру көрсеткішінің жарық толқыны ұзындығына тәуелділігі жарық дисперсиясы деп аталады. Егер заттың абсолют сыну көрсеткіші n болса, оның толқын ұзындығына (λ-ға) тәуелділігін былай өрнектеуге болады: n=f(λ).

 

Суретте шынының (1), кварцтың (2) және флюориттың (3) сыну көрсеткіштерінің көрінетін жарық толқындары ұзындығына байланысты қалай өзгеретіндігі кескінделген. Осылай жарық толқындары ұзарғанда, яғни тербеліс жиілігі азайғанда сыну көрсеткіштерінің кемуі қалыпты дисперсия деп аталады.

Қалыпты дисперсияны суретте кескінделгендей тәжірибе жасап бақылауға болады. Егер вертикаль А саңылаудан өткен ақ жарық шоғы жолында тігінен қойылған Р₁ шыны призма тұрған болса, онда Е₁ экран бетінде тұтас спектр пайда болады. Оның қызыл шеті призманың қыры жаққа, күлгін шеті табаны жаққа қарай орналасады. Егер жарық жолында Р₁ призмаға перпендикуляр етіп орнатылған Р₂ призма тұрған болса, одан өткен жарық сәулелері сынып жоғары қарай бұрылады, сонда күлгін сәулелер қызыл сәулелерден гөрі күштірек бұрылады да, спектр Е₂ экран бетінде кескінделгендей майысып орналасады; спектрдің күлгін шеті қызыл шетінен гөрі күштірек майысады. Бұл – қалыпты дисперсия.

Егер Р₂ призма қуыс болып, оның ішіне бір ерітінді, мысалы фуксин ерітіндісі, құйылған болса, онда түскен ақ жарық құрамындағы жасыл түсті сәулелерді ерітінді жұтады да, экранға түскен спектрдың жасыл бөлігінде қоңыр жолақ-жұтылу жолағы пайда болады. Сонда Е₃ экранға кескінделгендей жұтылу жолағының сол жағындағы спектр бөлігінің оған таяу ұшы төмен қарай, оң жағындағы спектр бөлігінің таяу ұшы жоғары қарай иіледі; басқаша айтқанда жұтылу жолағына таяу спектрдің ұзын толқынды бөлігінің ұшы, қысқа толқынды бөлігінің ұшынан гөрі күштірек майысады, демек оған сәйкес сыну көрсеткіші үлкен болады.

Суретте мысал ретінде цианинның жұту жолағы алқабында сындыру көрсеткіші мәнінің жарық толқыны ұзындығына байланысты қалай өзгеретіндігі көрсетілген. Бұл графиктен жұтылу жолағы ішінде толқын ұзындығы, шамада 640нм-нен 520нм-ге дейін кемігенде цианин сындыру көрсеткіш мәні азаятындығы айқын көрініп тұр.

 

 

Аномальды дисперсия.

Жарық толқыны қысқарғанда, яғни тербеліс жиілігі артқанда сыну көрсеткішінің кемуі аномаль дисперсия деп аталады. Аномаль дисперсия жарық жұтылу жолақтары айқын білінетін газдар мен булардан өткенде де байқалады. Затта жарықтың сынуы жарықтың фазалық жылдамдығының өзгеруі салдарынан болады. Мұндай жағдайда заттың сыну көрсеткіші (n) мына формуладан анықталады: n=c/cф, мұндағы cф — жарықтың берілген ортадағы фазалық жылдамдығы, с — вакуумдағы жарық жылдамдығы. Жарықтың электрмагниттік теориясы бойынша. Призмадан немесе басқа бір мөлдір денеден өткен жіңішке ақ жарық шоғы түрлі түсті спектрге жіктеледі. Жеті түрлі түстен құралған бұл спектрдің ең көбірек бұрылатыны және ең қысқа толқындысы (жиілігі үлкені) — күлгін сәуле, ал ең аз бұрылатыны және ең ұзын толқындысы — қызыл сәуле. Жарықтың классикалық теориясы бойынша Жарық дисперсиясы жарық таралған орта атомдарының (не молекулаларының) электрондары мен жарық толқындары туғызған айнымалы электр өрісінің өзара әсерлесуі нәтижесінде пайда болады. Мөлдір денелердегі Жарық дисперсиясы спектрлік приборларды, ахроматикалық линзаларды жасау кезінде қолданылады. Америка физигі Роберт Вуд 1901ж. Айқас призмалар методын қолданып ақ жарық натрий буынан өткенде байқалатын аномаль дисперсия құбылысын зерттеді. Сонда бір призма ретінде труба ішінде түзілген натрий буы пайдаланылды, екіншісі шыны призма. Сонда ақ жарық түсірілгенде, бу тығыздығы едәуір болған жағдайда, байқалған спектрдің түрі. Мұнда спектрдің сары бөлігіндегі қоңыр жолақ – натрий буының толқын ұзындығы 589,3нм маңындағы сары сәулелерді жұту жолағы. Осы жұту жолағына ұзын толқындар жағынан таяу келген спектр бөлігінің ұшы натрий буы призмасы табанына (төмен) қарай күштірек майысқан, демек оған сәйкес сыну көрсеткіші үлкен, ал қысқа толқындар жағындағы спектр бөлігінің оған таяу ұшы әлгі призманың (жоғары) қарай майысқан, демек, сыну көрсеткіші бірден кем n<1. Дұрысында спектрдің сары бөлігінде натрий буының өте жақын жптқан екі жұтылу сызығы (ʎ₁=589.6нм, ʎ₂=589 нм) бар. Егер натрий буының тығыздығы үлкен болса, онда бұл екі сызық тұтасып кетеді де, жоғарыда баяндалғандай бір жұтылу жолағы байқалады. Ал натрий буының тығыздығы аз болса, онда осы екі сызыққа тән екі жұтылу жолағы байқалады да, спектр бөліктерінің ұштары майысады. Жұтылу сызықтарының ұзын толқын жақтарындағы спектрдің таяу ұшы төмен қарай күштірек иіледі (демек n мәні үлкен), ал қысқа толқын жақтарындағы спектрдің ұшы жоғары қарай иілген, демек n<1.

 

 

71. Жарықты жуту және шашырату. Бугер Ламберт -Бер заңы.

Жарықтың жұтылуы. Жарық бір ортадан өткенде оның интенсивтігі кемиді, өйткені жарық толқындары электр өрісі ықпалынан заттың атомдарының құрамындағы электрондар еріксіз тербеледі, олардың тербелуін сүйемелдеу үшін жарық толқыны энергиясы жұмсалады. Ол энергия кейін энергияның басқа түрлеріне айналады. Заттың атомдарының бір-бірімен соғылысу нəтижесінде электрондардың тербеліс энергиясының едəуір үлесі молекулалық тəртіпсіз қозғалыс энергиясына айналады. Соның нəтижесінде дене қызады. Осылай жарық толқыны энергиясының сол толқынның затқа енуіне байланысты кемуі жарықтың жұтылуы деп аталады.Тəжірибеге қарағанда жарық интенсивтігінің кему дəрежесі жарық өткен заттың табиғатына жəне оның қалыңдығына байланысты. Молекулалардың жарықты жұту қабілеттілігі медицина мен биологияда қолданатын спектрофотометрия әдісінің негізінде жатады. Бұл әдісті заттың химиялық құрылымын анықтау және сандық талдау өткізу үшін қолданады. Молекулалардың оптикалық және спектрофотометриялық қасиеттері олардың құрылымы тұралы мәлімет береді де молекуланың энергиялық деңгейлері арасындағы арақашықтығымен және бір деңгейден басқа деңгейге көшулердің ықтималдығымен анықталады.

Бугер - Ламберт - Бэрдың заңы

Жарықтың жұтылуы зерттелетін объект арқылы жарықтын ағыны өткеннен кейін оның әлсізденуімен білінеді, егер де ол жоғары болса заттың концентрациясы оған сәйкес жоғары болады. Бугер-Ламберт-Бэрдың заңына сәйкес жұтатын заттың қабатынан өткен жарықтың қарқындылығы келесі түрде есептеледі:

[1]

мұнда I_o - түсетін жарықтың қарқындылығы,

c - жұтатын заттың концентрациясы (моль/л)

ε- жұтудың молярлы коэффициенті (л/моль*см)

Жарық монохроматикалық болған кезде заң келесі түрде жазылады:

[2]

мұнда D - заттың оптикалық тығыздығы.

I₀ және I - түсетін және шыққан жарықтардың қарқындылықтары; T - үлгінің өткізуі; С - жұтатын заттн концентрациясы (моль/л);

l - үлкінің қалындығы, см;  - экстинцияның молярлық коэффициенті, М^-1см^-1.

Бугер-Ламберт-Бэрдың заңы кейде орындалмайды. D-ныңС-даң тәуелдгінін кейде сызықты түрден ауытқуы болуы мүмкін.

. Сөйтіп жарық заттан өткенде толқын ұзындығы əр түрлі сəулелер түрліше жұтылады, яғни жарық жұту құбылысының талғама сипаты болады.

Мысалы: «қызыл» түсті делінетін шыны жасыл, көк, күлгін сəулелерді өте көп жұтады, қызыл жəне қызғылт-сары сəулелерді болымсыз аз жұтады. Сондықтан қызыл шыныға ақ жарық түсірілсе, одан тек қызыл түс сезіну түйсігін туғызатын ұзын толқынды сəулелер ғана өтеді. Егер сол шыныға жасыл немесе көк жарық түсірілсе, онда ол шыны «қоңыр» болып көрінеді. Сөйтіп көрінетін сəулелерді талғап жұтатын денелер бояқ мөлдір денелер болып табылады, ал көрінетін сəулелерді болымсыз аз жұтатын денелер түссіз мөлдір денелер (шыны, кварц, ауа т.б.) болады