Волновые свойства света

3.1 Поляризация света

 

3.1.1 Явление поляризации света

 

Свет представляет собой большую совокупность электромагнитных волн, в которых колебания векторов  и  происходят во взаимно перпендикулярных плоскостях. За колебания светового вектора принимаются колебания вектора . Плоскость, Поскольку свет излучается в основном атомами, то и направления колебаний светового вектора расположены хаотично. Свет, в котором направление колебания вектора  каким-либо образом упорядочено, называют поляризованным. Если колебания вектора  происходят в одной плоскости, то такой свет называют плоскополяризованным, а плоскость, в которой колеблется световой вектор, плоскостью поляризации. Единичная электромагнитная волна всегда поляризована, а естественный свет, состоящий из очень большого количества электромагнитных волн не поляризован.

Другой вид поляризации заключается в том, что вектор  вращается вокруг направления распространения волны одновременно изменяясь периодически по модулю. При этом конец вектора  описывает в каждой точке среды эллипс. Такую поляризацию называют эллиптической. Если вектор  описывает окружность, то поляризацию называют круговой.

В зависимости от направления вектора  различают правую и левую эллиптические (или круговые) поляризации. Если смотреть навстречу распространения волны, и если вектор  поворачивается при этом по часовой стрелке, то поляризацию называют правой, иначе (против часовой стрелки) – левой.

Эллиптически-поляризованная волна – это наиболее общий вид поляризации волны, переходящий при определенных условиях в линейную и круговую поляризацию.

Рассмотрим образование эллиптически-поляризован-ных волн. Возьмем два взаимно перпендикулярных электрических колебания, совершающихся вдоль осей X и Y и отличающихся по фазе на d:

 

,                    (3.1)

 

.              (3.2)

 

Результирующая напряженность  является векторной суммой напряженностей  и . (рис. 3.1)

 

 

 

 

Угол j между направлением вектора  и осью X можно определить из выражения:

 

            (3.3)

 

Если разность фаз d постоянна, то угол j изменяется периодически (при излучении от когерентных источников).

Если разность фаз d = 0 или d = p, то угол j будет постоянным:

,                (3.4)

 

результирующее колебание совершает в фиксированном направлении, и свет будет плоскополяризованным.

В том случае, когда амплитуды равны (A ₁ = A ₂) и разность фаз , то угол j между направлением вектора  и осью X постоянно изменяется с частотой w:

 

.     (3.5)

 

При этом плоскость поляризации поворачивается вокруг направления луча со скоростью, равной частоте колебаний w. Свет получается поляризованным по кругу. Если же при той же разности фаз d амплитуды различны, или при равных амплитудах разность фаз , то получаем эллиптическую поляризацию (рис. 3.2).

 

Естественный свет не является поляризованным. Плоскополяризованный свет можно получить из неполяризованного при помощи поляризаторов – устройств, пропускающих только колебания, совершаемые в плоскости поляризатора и задерживающих колебания, перпендикулярные к его плоскости. Поляризатор, не полностью задерживающий колебания, перпендикулярные его плоскости, называется несовершенным. Просто поляризатором мы будем называть идеальный поляризатор, полностью ослабляющий колебания, перпендикулярные его плоскости и не задерживающий колебаний, параллельных его плоскости.

При выходе из несовершенного поляризатора получается свет, в котором колебания одного направления преобладают над колебаниями другого направления. То есть такой свет можно рассматривать как смесь света естественного и плоскополяризованного.

Если пропустить частично поляризованный свет через поляризатор, то при вращении прибора вокруг направления распространения луча интенсивность прошедшего света будет изменяться в пределах от I _min до I _max, причем переход от одного из этих значений к другому будет совершаться при повороте на p /2. Частично-поляризо-ванный свет характеризуется степенью поляризации:

 

,             (3.6)

 

где I _пол – интенсивность поляризованной составляющей;

I ₀ – полная интенсивность частично-поляризованного света:

 

.                 (3.7)

 

Различают два крайних случая. Для плоскополяризованного света (I _пол = I ₀) степень поляризации P = 1; для естественного света (I _пол = 0) степень поляризации P = 0.

Для эллиптически-поляризованного света понятие «степень поляризации» и вышеприведенная формула (3.6) неприменимы, так как у такого света колебания полностью упорядочены.

 

 

3.1.2 Закон Малюса

 

Возьмем световое плоскополяризованное колебание амплитуды A ₀, совершающееся в плоскости, образующей угол j с плоскостью поляризатора P (рис. 3.3).

 

Такое колебание можно разложить на две составляющие. Одна из них представляет собой колебание, параллельное плоскости поляризации и происходящее с амплитудой:

 

,                     (3.8)

 

другое – перпендикулярно плоскости P с амплитудой:

 

.                    (3.9)

Через прибор пройдет только составляющая луча, параллельная плоскости поляризации (3.8). Поскольку интенсивность пропорциональна квадрату амплитуды, то интенсивность прошедшего света будет пропорциональна квадрату косинуса угла j:

 

,                       (3.10)

 

где I ₀ – интенсивность падающего плоскополяризованного света света. Полученное выражение (3.10) носит название закона Малюса.

 

 

3.1.3 Закон Брюстера. Формулы Френеля

 

Если угол падения естественного света на границу раздела двух прозрачных диэлектриков отличен от нуля, то отраженный и преломленный свет оказываются частично-поляризованными. В отраженном свете преобладают колебания, перпендикулярные плоскости колебания светового вектора, а в преломленном – параллельные плоскости колебания. Степень поляризации обеих волн – преломленной и отраженной – зависит от угла падения волн.

Пусть луч света распространяется в среде с показателем преломления n ₁,и падает на границу раздела со средой, показатель преломления которой n ₂.

При некотором угле падения отраженный свет становится максимально поляризованным, и его плоскость поляризации оказывается перпендикулярной плоскости падения (рис 3.4).

Этот угол можно определить из соотношения:

 

                       (3.11)

 

Данное соотношение называется законом Брюстера, а соответствующий угол падения  – углом Брюстера или углом полной поляризации.

В выражении (3.11) n ₁ – показатель преломления среды, из которой исходит луч; n ₂ – показатель преломления среды, в которую луч входит.

 

 

На рис. 3.4 точками и штрихами на отраженном и преломленном лучами показаны направления колебаний вектора .

Получим выражение для интенсивности отраженного и преломленного луча при помощи формул Френеля. Эти формулы вытекают из поведения электрического и магнитного поля на границе раздела диэлектриков. По обе стороны граница раздела диэлектриков равны тангенциальные составляющие вектора напряженности электрического поля  и напряженности магнитного поля ; также равны между собой нормальные составляющие вектора электрической индукции  и индукции магнитного поля . С одной стороны границы раздела поле характеризуется суммой векторов падающей и отраженной волны, с другой стороны – вектором преломленной волны.

Пусть из среды с показателем преломления n ₁ на границу раздела со средой, имеющей показатель преломления n ₂ падает луч света под углом падения q ₁ (рис. 3.5). Амплитуда колебаний падающего света имеет составляющую , параллельную плоскости падения, и , перпендикулярную этой плоскости. Луч частично отражается от границы раздела; отраженная часть луча имеет угол q ₁ с нормалью, преломленная часть во второй среде имеет угол q ₂. Как отраженный, так и преломленный луч будут частично поляризованными. В отраженном луче преобладают колебания, перпендикулярные к плоскости падения, в преломленном – параллельные.

 

 

 

Формулы Френеля для расчета амплитуды отраженного и преломленного лучей имеют следующий вид:

 

,                (3.12)

 

,             (3.13)

 

,      (3.14)

 

             (3.15)

 

Формулы (3.12) – (3.15) устанавливают соотношения между амплитудами на границе раздела диэлектриков, т.е. в точке падения луча на эту границу.

Из формул (3.14) и (3.15) видно, что знаки амплитуд падающей и преломленной волн при любых значениях углов падения и преломления (q ₁ и q ₂) одинаковы (сумма q ₁ + q ₂ £ p). Это означает, что при прохождении во вторую среду фаза волны не претерпевает скачка.

Рассмотрим фазовые соотношения при отражении. Для волны, поляризованной перпендикулярно плоскости паде-ния, отсутствие скачка фазы происходит при совпадении знаков амплитуд  падающей и  отраженной волны (рис. 3.6).

 

Для волны, поляризованной в плоскости падения, ска-чок фазы отсутствует в том случае, если знаки амплитуд  падающей и  отраженной волны противоположны (рис. 3.7).

 

 

Из формулы (3.12) видно, что при , т.е. когда луч света падает под углом Брюстера (), амплитуда  становится равной нулю. Следовательно, в отражен-ной волне присутствуют только колебания, перпендику-лярные плоскости падения. Отраженная волна при этом полностью поляризована. Таким образом, закон Брюстера вытекает из формул Френеля.

Перейдем к расчету нтенсивности. Интенсивность естественного света складывается из интенсивностей параллельной и перпендикулярной составляющей:

 

,                    (3.16)

 

которые, в свою очередь равны квадратам соответству-ющих амплитуд:

 

; .                  (3.17)

 

Интенсивность параллельной составляющей отражен-ного света рассчитывается как:

 

,           (3.18)

 

перпендикулярной составляющей:

 

.      (3.19)

 

Обозначив как  относительный коэффициент преломления второй и первой среды, запишем выражения для интенсивности отраженного и преломленного света:

 

,            (3.20)

 

.            (3.21)

 

Разделив выражения (3.20) и (3.21) на интенсивность естественного падающего света, получим выражения для коэффициентов отражения и пропускания. Коэффициент отражения:

 

,            (3.22)

 

коэффициент пропускания:

 

.        (3.23)

 

Видно, что в сумме оба коэффициента дают единицу:

 

t + g = 1.                        (3.24)

 

Итак, при падении света под углом Брюстера лучи преломленный и отраженный взаимно ортогональны. Отраженный свет поляризован полностью, степень поляризации преломленного света становится максимальной, однако этот свет остается частично поляризованным. Преломленный частично поляризованный свет можно использовать, повышая его степень поляризации путем ряда последовательных отражений и преломлений. Такое повышение степени поляризации осуществляют с помощью оптического прибора – стопы, состоящего из нескольких одинаковых и параллельных друг другу пластинок, установленных под углом Брюстера к падающему свету. При достаточно большом количестве пластинок проходящий через такую систему свет будет практически полностью линейно-поляризованным. Интенсивность света, прошедшего через такую стопу (в отсутствие поглощения), будет равне половине интенсивности падающего на стопу естественного неполяризованного света.

Если на диэлектрик падает линейно-поляризованный свет, плоскость поляризации которого лежит в плоскости падения, то при падении под углом Брюстера отраженный свет отсутствует (рис.3.8).

 

 

На этом свойстве основано действие поляризационных светофильтров, позволяющих фотографировать предметы сквозь стекло под некоторым углом и убирать при этом блики стекла.

 

 

3.1.4 Двойное лучепреломление

 

Почти все прозрачные кристалличесие диэлектрики оптически анизотропны – т.е. оптические свойства света при прохождении их зависят от направления. Возникают явления, называемые двойным лучепреломлением. Оно заключается в том, что падающий на кристалл пучок света разделяется на два пучка, распространяющиеся в различных направлениях и с различными скоростями.

Существуют кристаллы одноосные и двуосные. У одноосных кристаллов один луч подчиняется закону преломления . Этот луч называют обыкновенным и обозначают индексом о. Другой луч не подчиняется закону преломления и его называют необыкновенным и обозначают индексом е. Необыкновенный луч даже при нормальном падении может отклоняться от нормали, и, как правило, этот луч не лежит в плоскости падения. У одноосных кристаллов имеется направление – оптическая ось, вдоль которой обыкновенный и необыкновенный лучи распространяются, не разделяясь пространственно и с одинаковой скоростью. Любая плоскость, проходящая через оптическую ось, называется главным сечением или главной плоскостью.

Исследование обыкновенного и необыкновенного лучей показали, что оба луча являются полностью поляризованными во взаимно перпендикулярных направлениях, что и показано на рис. 3.9.

 

 

Плоскость колебаний обыкновенного луча перпендикулярна главному сечению кристалла. В необыкновенном луче плоскость колебаний совпадает с главной плоскостью. При выходе оба луча отличаются друг от друга только направлением поляризации, и поэтому разделение луча на обыкновенный и необыкновенный имеет смысл только внутри кристалла.

Двойное лучепреломление объясняется анизотропией кристаллов. В кристаллах некубической структуры диэлектрическая проницаемость e непостоянна, она зависит от направления. В одноосных кристаллах диэлектрическая проницаемость имеет следующие значения:  для направления, перпендикулярного оптической оси, и  для параллельного направления. В остальных направлениях e имеет промежуточные значения. Скорость распостранения света в веществе зависит от e, следовательно, и коэффициент преломления также зависит от e ().

Следовательно, из анизотропности кристалла вытекает, что коэффициент преломления различен для разных направлений. Поэтому для того, чтобы охарактеризовать преломляющие свойства одноосных кристаллов, недостаточно одного коэффицинта преломления, как этого достаточно для изотропных сред. Одноосные кристаллы характеризуются двумя показателями преломления:

 

,                          (3.25)

 

для обыкновенного луча, и:

 

                          (3.26)

 

для необыкновенного луча. В выражениях (3.25) и (3.26) обозначены:

c – скорость распространения света в вакууме;

u_о – скорость распространения обыкновенного луча;

u_e – скорость распространения необыкновенного луча.

В зависимости от того, какая из скоростей, u_о или u_e больше, различают положительные и отрицательные одноосные кристаллы. Для того, чтобы подробно разобраться, отложим от некоторой точки О в разные стороны отрезки, равные модулям скоростей обыкновенного и необыкновенного лучей, соответствующие этим направлениям (рис.3.10). Напомним, что скорость распространения обыкновенного луча одинакова для всех направлений. Для обыкновенного луча концы отрезков дадут нам окружность.

 

То свойство кристаллов, что обыкновенный и необыкновенный луч имеют различные коэффициенты преломления, позволяет построить устройство, разделяющее эти лучи (призму Николя).

Кристалл исландского шпата, который обладает большой разностью между кофэффициентами преломления n_о и n_е, разрезают под определенным углом и склеивают бальзамом, получаемым из смолы канадской лиственницы (канадский бальзам). Коэффициент преломления бальзама занимает промежуточное значение между n_о и n_е:

 

n_е =1,49; n _{бальзама} =1,550; n_о =1,658.

 

Подробно призма Николя представлена на рис. 3.11.

 

В некоторых кристаллах один из лучей поглощается сильнее другого. Такое явление получило название дихроизма. Это явление используют для изготовления поляризационных светофильтров, называемых поляроидами. Они представляют собой тонкие пластинки (или пленки, в которые введено большое количество одинаково ориентированных кристаллов, например, йодистого хинина), линейно поляризующие проходящий через них свет.

 

 

3.1.5 Суперпозиция поляризованных волн

 

Подробно рассмотрим поведение обыкновенного и необыкновенного лучей. Возьмем одноосный положительный кристалл и с помощью принципа Гюйгенса определим ход лучей. На рис. 3.12 для обыкновенного и необыкновенного лучей построены волновые поверхности с центром в точке 1, лежащей на поверхности кристалла. Построение выполнено для момента времени, когда волновой фронт падающей волны достигает точки 2, также лежащей на поверхности кристалла. Огибающие вторичных волн представляют собой плоскости. Преломленный обыкновенный (о) или необыкновенный (е) луч, выходящий из точки 1, проходит через точку касания огибающей с соответствующей волновой поверхностью. Из рисунка видно, что обыкновенный луч о совпадает с нормалью к соответствующей волновой поверхности. В то же время необыкновенный луч е заметно отклоняется от нормали к волновой поверхности.

 

 

Рассмотрим частный случай – нормальное падение неполяризованного света на поверхность кристалла. При нормальном падении обыкновенный луч не преломляется.

Случай 1. Луч падает параллельно оптической оси. При этом пространственного разделения лучей не происходит, лучи движутся с одинаковой скоростью (рис. 3.13).

 

 

Случай 2. Оптическая ось находится под углом. Налицо пространственное разделение лучей, причем необыкновенный луч даже при нормальном падении преломляется (рис. 3.14).

 

Случай 3. Луч падает перпендикулярно оптической оси. Лучи в пространстве не разделяются, однако движутся с различными скоростями (рис.3.15).

 

При выходе из кристалла лучи приобретают разность фаз, зависящую от толщины кристалла. Этот случай мы рассмотрим подробнее. Возьмем кристаллическую пластинку толщиной d, вырезанную параллельно оптической оси OO΄ (рис. 3.16).

Пусть на эту пластину падает линейно-поляризованный свет, плоскость поляризации которого составляет угол j с оптической осью пластинки. В этом случае в кристалле будут распространяться две волны, поляризованные взаимно ортогонально. Скорость распространения волн будет разной:

,                          (3.27)

и

,                          (3.28)

 

где n_o – показатель преломления обыкновенного луча;

n_е – показатель преломления необыкновенного луча.

В зависимости от толщины d обе волны выходят из пластинки с разностью хода:

 

.                     (3.29)

 

Из зависимости между разностью хода и разностью фаз:

,                         (3.30)

 

где l – длина волны в вакууме, получим выражение для разности фаз:

                  (3.31)

 

Итак, из пластинки выходят две взаимно ортогональные плоскополяризованные волны: одна поляризована перпендикулярно главному сечению пластинки, другая- в плоскости этого сечения (рис.3.17).

 

Следовательно, в произвольной точке за пластинкой колебания светового вектора будут выглядеть так:

 

,

(3.32)

.

 

Характер поляризации результирующей волны будет зависеть от разности фаз d, и в конечном итоге, от толщины пластинки. В общем виде – это будет эллиптически-поляризованный свет. Вид ориентации эллипса зависит от отношения амплитуд ортогональных колебаний E_o, E_e и от разности фаз d (рис. 3.18).

Направление вращения светового вектора будет определяться разностью фаз d:

– если колебание по оси Y опережает (), то сначала значение E_y достигает максимального значения, а лишь потом – значение E_x. В этом случае движение вектора  будет происходить по часовой стрелке (глядя навстречу волне), поляризация будет правой;

– если колебание по оси Y отстает (), то поляризация будет левой.

 

Рассмотрим несколько наиболее практически ценных случаев.

1. Пластинка в четверть волны.

Это – пластинка, толщина d которой удовлетворяет условию:

; m = 1, 3, 5,…       (3.33)

 

Такая пластинка вносит дополнительную разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучем, проходящим через пластинку:

 

,  (3.34)

 

где m = 1, 3, 5,…

При таких значениях разности фаз выходящий свет будет эллиптически-поляризованным, причем эллипс будет приведен к осям X и Y (рис. 3.19).

 

Направления вращения вектора  чередуются: если при m = 1 – по часовой стрелке, то при m = 3 – против, и т.д. Если линейно-поляризованный свет падает на пластинку так, что угол между его плоскостью поляризации P и оптической осью OO΄ составляет , то амплитуды обыкновенной и необыкновенной волн равны, и эллипс превращается в окружность. Мы получаем свет, поляризованный по кругу. Пластинку в четверть волны можно применять и для обратного превращения из света, поляризованного по кругу в плоскополяризованный. При этом плоскость поляризации выходящего света будет составлять угол в  с оптической осью пластинки.

2. Пластинка в полволны.

Толщина d такой пластинки удовлетворяет условию:

 

; m = 1, 3, 5,…,         (3.35)

 

то есть тоже при нечетных значениях m. Такая пластинка вносит дополнительную разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучем, проходящим через пластинку:

,   (3.36)

 

где m = 1, 3, 5,…

Это значит, что свет, выходящий из такой пластинки, остается линейно-поляризованным, но направление колебаний вектора  (плоскость поляризации) повернется на угол 2j симметрично главному сечению пластинки (рис. 3.20).

 

При  такая пластинка «поворачивает» плоскость поляризации на 90^о, то есть плоскость поляризации света, прошедшего через пластинку, будет ортогональна плоскости поляризации падающего света.

При четных значениях m прошедший пластинку свет остается линейно-поляризованным в той же плоскости, что и падающий свет. Такая пластинка называется пластинкой в целую волну.

3. Компенсатор.

Для анализа поляризованного света наряду с пластинкой в четверть волны используют устройства, позволяющие скомпенсировать до нуля (или дополнить до p) любую разность фаз между двумя взаимно ортогональными колебаниями. Эти устройства называются компенсаторами.

Устройство простейшего компенсатора следующее:

Это – два кварцевых клина, образующих кристаллическую пластину, оптическая ось которых параллельна граням (рис. 3.21). Один из клиньев можно перемещать относительно другого микрометрическим винтом. При этом толщина пластинки-компенсатора меняется, а, следовательно, меняется и разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучом.

 

 

Если на компенсатор нормально падает плоскополяризованный свет, плоскость которого составляет угол в 45^о с его оптической осью, то с увеличением толщины компенсатора растет и разность фаз между взаимно ортогональными волнами. В результате характер поляризации проходящего света будет изменяться с ростом разности фаз d так, как это показано на рис. 3.22.

 

 

3.1.6 Искусственное двойное лучепреломление

 

Двойное лучепреломление, наблюдаемое в кристаллах, может быть получено при определенных условиях и в прозрачных аморфных телах, жидкостях и кристаллах с кубической решеткой (они оптически изотропны).

 

3.1.6.1 Двойное лучепреломление при деформации

 

При одностороннем сжатии или растяжении направление деформации играет роль оптической оси. Возьмем стеклянную пластинку и поместим ее между скрещенными под углом 90^о поляризаторами. При этом плоскости пропускания поляризаторов составляют угол в 45^о с направлением деформации (рис.3.23).

Тело становится двупреломляющим, и при увеличении напряжения наблюдается усиление или ослабление света.

Разность показателей преломления такого тела:

 

,                      (3.37)

 

где s – напряжение (Па);

k – коэффициент, зависящий от свойств вещества.

 

Если тело имеет сложную конфигурацию, или если деформирующая сила прикладывается не ко всей поверхности, то наблюдается чередование светлых и темных полос. Каждая полоса соответствует зоне с одинаковым напряжением. При изменении напряжения картина меняется. Практическое применение этого свойства – расчет напряжений, возникающих в сложных конструкциях. Для этого строится модель будущей конструкции из прозрачного материала и в поляризованном свете изучается распределение нагрузок.

 

 

3.1.6.2 Двойное лучепреломление в электрическом поле

 

При воздействии электрического поля вещество жидкости или аморфного тела поляризуется, то есть приобретает некую упорядоченность. Вещество становится анизотропным. При этом возникает двойное лучепреломление. Возникновение двойного лучепреломления в жидкостях и аморфных телах под действием электрического поля называется эффектом Керра. Для наблюдения этого эффекта строят ячейку Керра – исследуемую жидкость помещают между обкладками конденсатора в кювете (рис.3.24).

 

При создании электрического поля, напряженность которого  составляет угол 45^о с плоскостями пропускания поляризаторов, среда становится двупреломляющей, оптическая ось которой совпадает с направлением вектора . Возникающая разность показателей преломления пропорциональна квадрату напряженности электрического поля E:

 

                     (3.38)

 

При этом на пути l в конденсаторе между обыкновенным и необыкновенным лучом возникает разность хода:

 

,                (3.39)

 

с соответствующей ему разностью фаз:

 

.                (3.40)

 

Величина, входящая в (3.40):

 

,                           (3.41)

 

называется постоянной Керра и зависит от свойств вещества. С учетом (3.41) формула для вычисления разности фаз (3.40) записывается в следующем виде:

 

.                        (3.42)

 

Особая ценность практического использования эффекта Керра заключается в его крайне малой инерционности. Время ориентации молекул при включении поля (как и время дезориентации за счет теплового движения при выключении поля) составляет около 10^-12 секунд. Это позволяет реализовать, в частности, безынерционный световой затвор.

Вместе с тем под действием электрического поля изменяются свойства не только аморфных тел и жидкостей, но и кристаллов. Этот эффект называется электрооптическим эффектом Покельса, и, в отличие от эффекта Керра, эффект Покельса линейно зависит от напряженности электрического поля E.

 

3.1.6.3 Вращение плоскости поляризации

 

Некоторые вещества, называемые оптически активными, способны вращать плоскость поляризации проходящего через них поляризованного света. К таким веществам относятся кристаллические тела (кварц, киноварь), чистые жидкости (скипидар, никотин), а также водные растворы оптически активных веществ (сахар, винная кислота). Угол поворота плоскости поляризации пропорционален пути, пройденному лучом в веществе. Для кристаллов это:

 

,                            (3.43)

 

где a – коэффициент, называемый постоянной вращения. Эта постоянная зависит от длины волны. Если вещество находится в растворе с концентрацией C, то угол вращения определяется как:

 

.                           (3.44)

 

Здесь  – удельная постоянная вращения. В зависимости от неправления вращения плоскости поляризации различают право- и левовращающие вещества. Практическое применение эффекта – определение концентрации растворов по углу поворота плоскости поляризации.

3.1.6.4 Магнитное вращение плоскости поляризации

 

Способность оптически неактивных веществ вращать плосость поляризации под действием магнитного поля получило название эффекта Фарадея. Явление наблюдается только при распространении света вдоль направления намагниченности. Поэтому исследуемое вещество помещают между полюсными наконечниками электромагнита. Отверстия для наблюдения просверливают в наконечниках магнита. Угол поворота пропорционален пройденному лучом расстоянию l и напряженности магнитного поля H:

 

.                         (3.45)

 

Здесь коэффициент V называется постоянной Верде или удельным магнитным вращением. Магнитное вращение обусловлено прецессией электронных орбит, возникающей под действием магнитного поля. Оптически активные вещества под действием магнитного поля приобретают дополнительную возможность вращать плоскость поляризации, которая складывается с их естественной способностью.