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1、瀚海学刊趁年第四期全反射时的倏逝波刘宝芳当光由光密介质射向光疏介质发生全反一用电磁理论讨论光在介质界面上,。,射时入射光的能流并不是在介质界面上只的行为为了研究问题方便取如图二,进行了全反射而是穿入光疏介质一定深度,,后实现全反射的从几何光学观点来看入射光束,而是不是直接在入射点处全反射的,稍微进入第二光疏介质后再反回光密介质也就是说入射光在界面发生了一微小横向位。。移才返回光密介质如图一所示图,所示坐标架取两种电介质的界面的法线为一。,轴入射光从介质到介质取轴在入二,射面内从而轴与入射面垂直构成右
2、。、,一一,截一手正交系设入射角反射角折射角分别为’介质和介质的折射率分别为,。一巾有意夸大了全反射时的横向位移这种横和‘、、‘向设入射波反射波折射波的电振动分位移现象正是早在三十多年前提出的古斯哈恩森一效应由于,。、。。一一别为虱亨毫式票,当时强光源未能问世所以这一效应一直未······················甲,。⋯⋯⋯⋯受到人们的重视在传统的光学教学中介绍,。全反射时这一效应干脆被忽略年代激,分,。尹’尹矛一。,光出现后正是被我们忽略的这一点却大放·······,···········
3、··········。甲。,卜⋯⋯异彩近年发展起来的集成光学导波光学。’正是利用了上述全反射时的横向位移效应,。一。。甲。····························下面就有关全反射时的表面现象进行一些讨’⋯⋯’⋯⋯。,论在以上各式中我们把可能出现的初位。、中,。‘。,相差如和中均吸收到振幅内于有,是工山一丝里,弓卜一代卜一笼卜,。了入射波为,,故有。一⋯。邀正先律和折射定律目争,卜。’娜终掀反射波为,二,嵌奋了规在我们着拼射波矢的分量·’‘一。‘。一、甲正乎二闷谁刃正不万正,八右,二。
4、了折射波为一‘一,一。⋯一了燎乏,二,,,其中为波矢‘二,,二,‘,,,,窗二,,,了哟一,班,,电磁理论还告诉我们电场强度和磁感当时卜永远为实数但当,’,应强度不可能在两种介质的分界面上中断,,漱能取虚数时邻它们应该满足如下的边值关系撒。·值“,一正‘声卫·令三为全反射时的临界。。二,。,角。一得矿将这些波的表达式代,入上述任何一个边值条件中等式都有三一。一,甲,,项即左端一项为折射波右边两项为入射,波和反射波三项的指数因子兀,,‘,、分别是一‘·····“,“’,,‘二···。针扩一⋯⋯‘’〔干
5、一〕,··‘二,‘,‘一。’。式中入为光在介质中的波长上式表〔〕。,,二···,一。。明当时是纯虚数我们不可能由〔三〕,,此求出任何实数的折射角这将出现不同一由所选取的坐标架可知介质分界面为,,,,般的折射反射现象换句话说此时没有折平面要使边值关系对任何都,二一‘二二,‘,射光存在所有光将全部折回入射光所在介满足只有卜,。,‘。二。。。。,质这正是全反射现象矶‘由此可看出自、︸,,二兀一。反射波折射波的频率与入射波相同又因把式写为斌一,,二。,‘,我们取轴在入射面内从而,,、二即反射光线折射光线与入
6、射光线、,则‘二“云石可二气在同一平面入射面内由图二不难看出尝而,二二,勺‘,峋目叫,二气二二,人这时介质中电振动波的表达式为’二二二。瓦二一。利用关系式二。,夕〔〕⋯一“一灭丁灭丁晋不难想象磁振动的表达式为,,一一知‘卜入「了于。二一。式得登牛一饭八】〔〕⋯兀仁人竺」,和式表明在发生全反射时、,一「月、了于折射波在方向沿界面仍具有行波的形兀上」,按指数式但在方向纵深方向急剧衰“,,减这种沿方向界面传播且振幅在方。“”其值和入射光波的波长有同一数量级在一向按指数律衰减的波称为倏逝波或表面。,,,,彼
7、由此可得出结论全反射时在光疏介般情况下透射深度和入射角有关当入,,射角与脑界角相差越大也即越倾斜入质中并非完全不存在着透射波只不过透,。。射透入深度越小射波随的增加而急剧地衰减其物理图象。二倏逝波和能量守恒定律如图三所示,倏逝波的存在似乎和全反射时反射波,带走了全部光能量的结论相矛盾即违背能‘。,量守饵定律其寒不然姆据电磁理论全反,,》射时反射雄和入射波的振幅相等反射波拿,与入射被的平均能沐密度的数值相等因此通叭一协,,反射率为即电滩雄熊量全部被反射但臼舀,在一般情祝下反射波和入射波之间有一定的,位
8、相关系根据计算有二一一。。此反小劲,,射波与入射波能流密度的瞬时值是不同的倏逝波的等相面与轴垂直也即垂直,,这表明能量并不是绝对不能透过界面而进入于分界面而等幅面则与轴垂直即平行,。,,于分面因此等相面与等幅面是正交的光疏介质其物理图象是这样的在半个周期。,,一“内光波的能量进入光疏介质在界面附近从式电场强度的振幅因子,,,,二的薄层储存起来这一能可知该式按指数律减少在处在另一半周期内。,一‘量释放出来变为反射波的能量但在振幅将减少到只有分界表面上的同一周‘,通常用这
