(d.r Mokhtari)chapter 3

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬ ‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫وﻗﺘﯽ ﻳﮏ دﺳﺘﻪ ﭘﺮﺗﻮ ﻧﻮر از داﺧﻞ ﻣﺎدﻩ اﯼ ﺑﺼﻮرت ﺟﺎﻣﺪ ‪،‬ﻣﺎﻳﻊ ﻳﺎ ﮔﺎز ﻣﯽ ﮔﺬرد ‪،‬اﻧﺘﺸﺎر ﺁن از‬ ‫دو ﻃﺮﻳﻖ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺛﻴﺮ ﻗﺮار ﻣﯽ ﮔﻴﺮد‪:‬‬ ‫‪ .١‬ﺷﺪت ﻧﻮر ﻋﺒﻮرﯼ ﺑﺪون ﺗﻮﺟﻪ ﺑﻪ ﻧﻮع ﻣﺎدﻩ هﻤﻮارﻩ ﮐﺎهﺶ ﻣﯽ ﻳﺎﺑﺪ‪.‬‬ ‫‪ .٢‬ﺳﺮﻋﺖ ﺁن ﻧﺴﺒﺖ ﺑﻪ ﻓﻀﺎﯼ ﺁزاد در ﻣﺎدﻩ ﮐﺎهﺶ ﻣﯽ ﻳﺎﺑﺪ‪.‬‬ ‫درﺑﻴﺸﺘﺮﻣﻮاد ﻣﻬﻤﺘﺮﻳﻦ ﻋﻠﺖ ﮐﺎهﺶ ﺷﺪت ﻧﻮر‪ ،‬ﺟﺬب ﻧﻮر ﻣﯽ ﺑﺎﺷﺪ هﺮﭼﻨﺪ ﮐﻪ ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ ﻧﻴﺰ‬ ‫ﺟﺰء ﻣﻬﻤﯽ از ﺁن در ﺑﻌﻀﯽ دﻳﮕﺮ اﺳﺖ‪.‬‬

‫‪ ١-٣‬ﺟﺬب ﻋﺎدﯼ و ﺟﺬب اﻧﺘﺨﺎﺑﯽ‬ ‫هﻨﮕﺎﻣﻴﮑﻪ ﺷﺪت ﻧﻮر ﻋﺒﻮرﯼ ازﻳﮏ ﻣﺎدﻩ ﺑﺮاﯼ ﺗﻤﺎم ﻃﻮل ﻣﻮج هﺎ ﺗﻘﺮﻳﺒًﺎ ﺑﻪ ﻳﮏ اﻧﺪازﻩ ﺑﺎﺷﺪ‬ ‫ﻼ ﺑﺮاﯼ ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻣﺮﻳﯽ وﻗﺘﯽ اﻳﻦ ﭘﺪﻳﺪﻩ اﺗﻔﺎق ﻣﯽ اﻓﺘﺪ ﮐﻪ‬ ‫ﭼﻨﻴﻦ ﺟﺬﺑﯽ را ﺟﺬب ﻋﺎدﯼ ﻣﯽ ﮔﻮﻳﻨﺪ‪.‬ﻣﺜ ً‬ ‫ﺗﻐﻴﻴﺮ رﻧﮕﯽ ﺑﺮاﯼ ﻧﻮر ﺧﺮوﺟﯽ ﻧﺴﺒﺖ ﺑﻪ ﻧﻮر ورودﯼ ﺑﻪ ﻳﮏ ﻣﺎدﻩ ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﻧﺸﻮد‪.‬اﻟﺒﺘﻪ ﻣﺎدﻩ اﯼ‬ ‫ﮐﻪ ﺑﺘﻮاﻧﺪ ﺗﻤﺎم ﻃﻮل ﻣﻮج هﺎ را ﻳﮑﺴﺎن ﺟﺬب ﮐﻨﺪ‪ ،‬ﺷﻨﺎﺧﺘﻪ ﻧﺸﺪﻩ اﺳﺖ‪ ،‬هﺮ ﭼﻨﺪ ﺗﻴﻐﻪ ﻧﺎزﮎ و‬ ‫ﻧﻴﻤﻪ ﺷﻔﺎف از ﭘﻼﺗﻴﻦ ﺗﻘﺮﻳﺒًﺎ اﻳﻦ ﺷﺮاﻳﻂ را ﺑﺮاﯼ ﻧﺎﺣﻴﻪ وﺳﻴﻌﯽ از ﻃﻮل ﻣﻮﺟﻬﺎ داراﺳﺖ‪.‬‬ ‫درﺣﺎﻟﻴﮑﻪ در ﺟﺬب اﻧﺘﺨﺎﺑﯽ ﺟﺬب ﻃﻮل ﻣﻮﺟﻬﺎﻳﯽ از ﻧﻮر ﺑﻄﻮر ﻗﻄﻊ ﺑﺮﺑﻘﻴﻪ ﻃﻮل ﻣﻮﺟﻬﺎ ﺗﺮﺟﻴﺢ‬ ‫ﻼ ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻗﺮﻣﺰ و ﺁﺑﯽ را ﺟﺬب‬ ‫ﻼ ﻳﮏ ﻗﻄﻌﻪ ﺷﻴﺸﻪ ﺳﺒﺰرﻧﮓ ﺑﻄﻮر اﻧﺘﺨﺎﺑﯽ ﮐﺎﻣ ً‬ ‫دادﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪ .‬ﻣﺜ ً‬ ‫ﻣﯽ ﮐﻨﺪو ﺗﻨﻬﺎ ﻧﺎﺣﻴﻪ ﺳﺒﺰ را اﻟﺒﺘﻪ ﺑﺎ ﺷﺪت ﮐﻤﺘﺮ ازﺧﻮد ﻋﺒﻮر ﻣﯽ دهﺪ ‪.‬‬ ‫رﻧﮓ ﺑﻴﺸﺘﺮ اﺷﻴﺎء ﻃﺒﻴﻌﯽ ﻣﺜﻞ ﻧﻘﺎﺷﯽ هﺎ و ﮔﻠﻬﺎ و‪....‬در ﻧﺘﻴﺠﻪ ﺟﺬب اﻧﺘﺨﺎﺑﯽ اﺳﺖ‪ .‬ﺑﻌﻀﯽ ﻣﻮاد‬ ‫ﻣﺜﻼ ﻓﻠﺰاﺗﯽ ﻣﺎﻧﻨﺪ ﻃﻼ و ﻣﺲ ﺑﻌﻀﯽ رﻧﮕﻬﺎ را ﺑﺎ ﺗﻮان ﺑﻴﺸﺘﺮﯼ ﺑﺎزﺗﺎب ﻣﯽ دهﻨﺪ‪ ،‬در ﻧﺘﻴﺠﻪ ﺑﻪ‬ ‫ﻼ ﻳﮏ ورﻗﻪ‬ ‫رﻧﮓ ﻧﻮر ﺑﺎزﺗﺎب دﻳﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ و ﻧﻮر ﻋﺒﻮرﯼ داراﯼ رﻧﮕﻬﺎﯼ ﻣﮑﻤﻞ اﺳﺖ‪ .‬ﻣﺜ ً‬ ‫ﻧﺎزﮎ ﻃﻼ ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ ﻧﻮر ﺑﺎزﺗﺎب زرد ﺑﻪ ﻧﻈﺮ ﻣﯽ رﺳﺪ درﺣﺎﻟﻴﮑﻪ ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ ﻧﻮر ﻋﺒﻮرﯼ ﺳﺒﺰ‪ -‬ﺁﺑﯽ‬ ‫دﻳﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪.‬‬

‫‪ ٢-٣‬ﻓﺮق ﺑﻴﻦ ﺟﺬب و ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ‬ ‫اﮔﺮ ﻧﻮرﯼ ﺑﺎ ﺷﺪت ‪ I o‬وارد ﻳﮏ اﺳﺘﻮاﻧﻪ ﺷﻴﺸﻪ اﯼ ﻃﻮﻳﻞ ﮐﻪ از دود ﭘﺮ ﺷﺪﻩ اﺳﺖ ﮔﺮدد ﺑﺎ ﺷﺪت‬ ‫‪ I‬ﮐﻤﺘﺮ از ‪ I o‬از ﻃﺮف دﻳﮕﺮ ﺁن ﺧﺎرج ﻣﯽ ﺷﻮد‪.‬‬

‫‪٢٤‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫در اﻳﻦ ﺻﻮرت ﺑﺮاﯼ ﭼﮕﺎ ﻟﯽ ﻣﺸﺨﺺ دود در اﻳﻨﺠﺎ ‪ I‬ﺑﺴﺘﮕﯽ ﻧﻬﺎﻳﯽ ﺑﻪ ﻃﻮل اﺳﺘﻮاﻧﻪ دود‬ ‫ﺧﻮاهﺪ داﺷﺖ‪:‬‬ ‫‪I = I o e −αd‬‬

‫)‪(١-٣‬‬

‫ﻻ ﺿﺮﻳﺐ ﺟﺬب ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪ .‬هﺮﭼﻨﺪ دراﻳﻦ ﺁزﻣﺎﻳﺶ ﺳﻬﻢ زﻳﺎدﯼ از ﮐﺎهﺶ‬ ‫ﮐﻪ درﺁن ‪ α‬ﻣﻌﻤﻮ ً‬ ‫ﺷﺪت ﻧﻮر ﻣﺮﺑﻮط ﺑﻪ ﺟﺬب ﻧﻴﺴﺖ ﺑﻠﮑﻪ ﻣﺮﺑﻮط ﺑﻪ ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ ﻧﻮر ﺗﻮﺳﻂ ذرات ﻣﻌﻠﻖ در دود اﺳﺖ‬ ‫ﮐﻪ ﺑﻪ ﺳﺎدﮔﯽ ﻣﯽ ﺗﻮان ﺁزﻣﺎﻳﺶ را در اﺗﺎق ﺗﺎرﻳﮑﯽ اﻧﺠﺎم داد و ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﻧﻤﻮد ﮐﻪ ﻗﺴﻤﺘﯽ از ﻧﻮر‬ ‫ورودﯼ از دﻳﻮارﻩ ﺟﺎﻧﺒﯽ اﺳﺘﻮاﻧﻪ ﺑﻪ ﺧﺎرج ﭘﺮاﮐﻨﺪﻩ ﺷﺪﻩ و ﺟﺬب ذرات ﻧﻤﯽ ﺷﻮد )ﺷﮑﻞ ‪.(١-٣‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ :١-٣‬ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ ﻧﻮر ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ ذرات ﻣﻮﺟﻮد در دود‬

‫ﺑﻨﺎﺑﺮاﻳﻦ ﺑﺮاﯼ اﻳﻦ ﺁزﻣﺎﻳﺶ ‪ α‬واﻗﻌًﺎ ﺿﺮﻳﺐ ﺟﺬب ﻧﻴﺴﺖ ‪.‬در ﺣﺎﻟﺖ ﮐﻠﯽ ﻣﯽ ﺗﻮان ﮔﻔﺖ ‪ α‬از دو‬ ‫ﺑﺨﺶ ﺗﺸﮑﻴﻞ ﺷﺪﻩ اﺳﺖ ﻳﻌﻨﯽ‪:‬‬ ‫‪α = αa +αS‬‬

‫)‪(٢-٣‬‬ ‫ﮐﻪ درﺁن ‪ α a‬ﺿﺮﻳﺐ ﺟﺬب ﺣﻘﻴﻘﯽ و ‪ α S‬ﺿﺮﻳﺐ ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ ﻣﯽ ﺑﺎﺷﺪ‪.‬‬ ‫ﺑﻨﺎﺑﺮاﻳﻦ راﺑﻄﻪ ‪ ٣-١‬ﺧﻮاهﺪ ﺷﺪ‬

‫] ‪I = I o exp[−(α a + α S )d‬‬

‫)‪(٣-٣‬‬

‫در ﺑﺴﻴﺎرﯼ از ﻣﻮارد ﻣﻤﮑﻦ اﺳﺖ از ‪ α a‬ﻳﺎ ‪ α S‬در ﻣﻘﺎﺑﻞ دﻳﮕﺮﯼ ﺻﺮف ﻧﻈﺮ ﮐﺮد‪،‬اﻣﺎ ﺗﻮﺟﻪ ﺑﻪ‬ ‫اﻳﻦ ﻧﮑﺘﻪ ﻣﻬﻢ اﺳﺖ ﮐﻪ اﻳﻦ دو اﺛﺮ هﻤﻮارﻩ ﺑﺎ ﻳﮑﺪﻳﮕﺮ وﺟﻮد دارﻧﺪ‪.‬‬ ‫‪٢٥‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪ ٣ -٣‬ﻣﺤﻴﻂ ﻧﺎرﺳﺎﻧﺎ‬ ‫ﭘﺎﺳﺦ ﻣﻮاد دﯼ اﻟﮑﺘﺮﻳﮏ ﻳﺎ ﻧﺎرﺳﺎﻧﺎ‬

‫ﺑﻪ ﻣﻴﺪاﻧﻬﺎﯼ اﻟﮑﺘﺮو ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ‪،‬از اهﻤﻴﺖ زﻳﺎدﯼ‬

‫ﺑﺮﺧﻮردار اﺳﺖ‪.‬اﺛﺮ ﮐﻠﯽ وارد ﮐﺮدن ﻳﮏ ﻧﺎرﺳﺎﻧﺎ )دﯼ اﻟﮑﺘﺮﻳﮏ( هﻤﺴﺎﻧﮕﺮد و هﻤﮕﻦ در ﻧﺎﺣﻴﻪ‬ ‫اﯼ از ﻣﺴﻴﺮ اﻣﻮاج اﻟﮑﺘﺮوﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﺑﺎﻋﺚ ﺗﻐﻴﻴﺮ ‪ ε o‬ﺑﺎ ‪ ε‬و ‪ µ o‬ﺑﺎ ‪ µ‬در ﻣﻌﺎدﻻﺗﻤﺎﮐﺴﻮل ﻣﯽ‬ ‫ﮔﺮدد در ﻧﺘﻴﺠﻪ ﺳﺮﻋﺖ ﻓﺎز ﻣﻮج اﻟﮑﺘﺮو ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺲ در ﭼﻨﻴﻦ ﻣﺤﻴﻄﯽ ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد‪:‬‬ ‫‪1‬‬

‫)‪(۴-٣‬‬

‫‪εµ‬‬

‫=‪V‬‬

‫هﻤﺎﻧﻄﻮر ﮐﻪ ﻣﯽ داﻧﻴﻢ ﻧﺴﺒﺖ ﺳﺮﻋﺖ ﻣﻮج اﻟﮑﺘﺮو ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ در ﺧﻸ ﺑﻪ ﺳﺮﻋﺖ ﺁن در ﻣﺎدﻩ را‬ ‫ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﻣﻄﻠﻖ ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ ﻳﻌﻨﯽ ‪:‬‬ ‫‪εµ‬‬ ‫‪C‬‬ ‫=‬ ‫‪= ε RµR‬‬ ‫‪ε o µo‬‬ ‫‪V‬‬

‫)‪(۵-٣‬‬

‫=‪n‬‬

‫ﮐﻪ درﺁن ‪ ε R‬ﮔﺬردهﯽ ﻧﺴﺒﯽ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ و ‪ µ R‬ﺗﺮاواﻳﯽ ﻧﺴﺒﯽ ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻣﺤﻴﻂ اﺳﺖ ‪.‬ﺑﻪ ﺟﺰ‬ ‫ﻣﻮاد ﻓﺮوﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ‪ ،‬اﮐﺜﺮ ﻣﻮاد از ﺧﺎﺻﻴﺖ ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﺿﻌﻴﻔﯽ ﺑﺮﺧﻮردارﻧﺪ اﻣﺎ هﻴﭻ ﻳﮏ واﻗﻌ ًﺎ‬ ‫ﻻ ﺑﻴﺶ از ‪ 10 −4‬از ﻳﮏ‬ ‫ﻏﻴﺮ ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻧﻴﺴﺘﻨﺪ‪،‬ﺑﺎ اﻳﻦ وﺟﻮد ‪ µ R‬ﺑﺮاﯼ ﭼﻨﻴﻦ ﻣﻮردﯼ ﻣﻌﻤﻮ ً‬ ‫ﮐﻮﭼﮑﺘﺮ ﻳﺎ ﺑﺰرﮔﺘﺮ ﻧﻴﺴﺘﻨﺪ ﺑﻨﺎﺑﺮاﻳﻦ ﻣﯽ ﺗﻮان ‪ µ R = 1‬ﺣﺘﯽ ﺑﺮاﯼ ﻣﻮا ﻓﺮو ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ در راﺑﻄﻪ‬ ‫ﺑﺎﻻ )‪ (۵-٣‬ﺟﺎﻳﮕﺰﻳﻦ ﮐﺮد ﻳﻌﻨﯽ ‪:‬‬ ‫‪n = εR‬‬

‫)‪(۶-٣‬‬ ‫ﮐﻪ درﺁن ‪ ε R‬ﺛﺎﺑﺖ دﯼ اﻟﮑﺘﺮﻳﮏ ﻣﺎدﻩ اﺳﺖ‪.‬‬

‫ﺗﺠﺮﺑﻪ ﻧﺸﺎن ﻣﯽ دهﺪ ﮐﻪ اﻳﻦ راﺑﻄﻪ ﺗﻨﻬﺎ ﺑﺮاﯼ ﭼﻨﺪ ﮔﺎز ﺳﺎدﻩ ﻣﺜﻞ هﻮا‪،‬هﻴﺪروژن‪،‬هﻠﻴﻢ و‪...‬درﺳﺖ‬ ‫اﺳﺖ‪.‬اﺷﮑﺎل دراﻳﻦ اﺳﺖ ﮐﻪ در ﺑﻴﺸﺘﺮ ﻣﻮاد ‪ n‬ﺑﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﺑﺴﺘﮕﯽ دارد‪.‬ﺑﺴﺘﮕﯽ ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ‬ ‫ﺑﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ‪ ،‬اﺛﺮﯼ اﺳﺖ ﮐﻪ ﭘﺎﺷﻨﺪﮔﯽ ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪ .‬درواﻗﻊ ﻣﺤﻴﻄﯽ را ﮐﻪ ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﺁن‬ ‫ﻼ ﺷﻴﺸﻪ ﻳﮏ ﻣﺤﻴﻂ ﭘﺎﺷﻨﺪﻩ ﺑﺮاﯼ ﻧﻮر ﺳﻔﻴﺪ‬ ‫ﺑﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﺑﺴﺘﮕﯽ دارد را ﻣﺤﻴﻂ ﭘﺎﺷﻨﺪﻩ ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ‪ .‬ﻣﺜ ً‬ ‫اﺳﺖ‪.‬‬

‫‪٢٦‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪ ۴-٣‬ﭘﺎﺷﻨﺪﮔﯽ‬ ‫وﻗﺘﯽ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ از ﺧﺎرج ﺑﺮ ﻳﮏ دﯼ اﻟﮑﺘﺮﻳﮏ اﺛﺮ ﮐﻨﺪ ‪،‬ﺗﻮزﻳﻊ ﺑﺎر در داﺧﻞ ﺁن را ﺗﻐﻴﻴﺮ‬ ‫ﻣﯽ دهﺪ ﻳﻌﻨﯽ ﻣﻴﺪان ﺧﺎرﺟﯽ ﺑﺎرهﺎﯼ ﻣﺜﺒﺖ و ﻣﻨﻔﯽ را در د اﺧﻞ ﻣﺎدﻩ ازهﻢ ﺟﺪا ﻣﯽ ﮐﻨﺪ ﻳﺎ ﺑﻪ‬ ‫ﻋﺒﺎرت دﻳﮕﺮ ﺗﻮﻟﻴﺪ ﮔﺸﺘﺎور دوﻗﻄﺒﯽ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻣﯽ ﻧﻤﺎﻳﺪ و ﻋﻼوﻩ ﺑﺮ ﻣﻴﺪان ﺧﺎرﺟﯽ ‪،‬ﺧﻮداﻳﻦ‬ ‫ﺗﻐﻴﻴﺮات ﻧﻴﺰ ﻣﻴﺪاﻧﯽ درداﺧﻞ دﯼ اﻟﮑﺘﺮﻳﮏ ﺑﻮﺟﻮد ﻣﯽ ﺁورﻧﺪ‪ .‬ﮔﺸﺘﺎور دو ﻗﻄﺒﯽ ﺑﺮاﻳﻨﺪ در واﺣﺪ‬ ‫‪r‬‬

‫‪r‬‬

‫‪r‬‬

‫ﺣﺠﻢ را ﻗﻄﺒﺶ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ )‪ (P‬ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ‪ .‬ﺑﻴﺸﺘﺮ ﻣﻮارد در ﻣﻮاد ‪ P‬و ‪ E‬ﺑﺎهﻢ ﻣﺘﻨﺎﺳﺐ وﺑﺎ‬ ‫راﺑﻄﻪ زﻳﺮ ﺑﻪ هﻢ ﻣﺮﺑﻮط ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ‪:‬‬ ‫‪r‬‬ ‫‪r‬‬ ‫‪r‬‬ ‫‪P = (ε − ε o ) E = ε o (ε R − 1) E‬‬

‫)‪(٧-٣‬‬

‫درواﻗﻊ ﻣﻮﻟﮑﻮﻟﻬﺎ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺛﻴﺮ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻗﺮار ﻣﯽ ﮔﻴﺮﻧﺪ و ﺑﺎ ﭼﺮﺧﺶ ﺧﻮد را ﺑﺎ ﻣﻴﺪان‬ ‫ﺧﺎرﺟﯽ درﻳﮏ ﺧﻂ ﻗﺮار ﻣﯽ دهﻨﺪ اﻣﺎ اﻳﻦ ﻣﻮﻟﮑﻮﻟﻬﺎ ﻧﺴﺒﺘ ًﺎ ﺑﺰرگ هﺴﺘﻨﺪ و داراﯼ ﮔﺸﺘﺎور‬ ‫اﻳﻨﺮﺳﯽ ﻗﺎﺑﻞ ﻣﻼﺣﻈﻪ اﯼ ﻣﯽ ﺑﺎﺷﻨﺪ در ﻧﺘﻴﺠﻪ در ﻣﻘﺎﺑﻞ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻳﮏ ﻣﻮج‬ ‫اﻟﮑﺘﺮوﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ‪،‬ﺑﺎ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﺑﺎﻻ ﻧﻤﯽ ﺗﻮاﻧﻨﺪ ﺗﻐﻴﻴﺮات ﻣﻴﺪان ﺑﺎ زﻣﺎن را دﻧﺒﺎل ﮐﻨﻨﺪ و از‬ ‫‪r‬‬

‫ﻣﺸﺎرﮐﺖ ﺁﻧﻬﺎ در ‪ P‬ﮐﺎﺳﺘﻪ ﺧﻮاهﺪ ﺷﺪ و ‪ ε R‬ﺑﻄﻮر ﻣﺤﺴﻮﺳﯽ ﮐﺎهﺶ ﺧﻮاهﺪ ﻳﺎﻓﺖ ‪.‬در ﻣﻘﺎﺑﻞ‬ ‫اﻟﮑﺘﺮوﻧﻬﺎ اﻳﻨﺮﺳﯽ ﮐﻤﯽ دارﻧﺪ و ﻣﯽ ﺗﻮاﻧﻨﺪ ﺣﺘﯽ در ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ هﺎﯼ ﺑﺎﻻﯼ ﻧﻮرﯼ ) ‪ (1014 Hz‬ﻣﻴﺪان‬ ‫را دﻧﺒﺎل ﮐﻨﻨﺪ در ﻧﺘﻴﺠﻪ ﻗﻄﺒﺶ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ در ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ هﺎﯼ ﻣﺨﺘﻠﻒ ﻣﻘﺎدﻳﺮ ﻣﺨﺘﻠﻔﯽ ﺧﻮاهﺪ داﺷﺖ‬ ‫ﮐﻪ اﻳﻦ ﺑﺎﻋﺚ واﺑﺴﺘﮕﯽ ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﺑﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻣﯽ ﮔﺮدد‪.‬ﻣﯽ ﺗﻮان ﻋﺒﺎرﺗﯽ ﺑﺮﺣﺴﺐ‬ ‫ﺁﻧﭽﻪ ﮐﻪ در داﺧﻞ ﻣﺎدﻩ در ﺣﺪ اﺗﻤﯽ اﺗﻔﺎق ﻣﯽ اﻓﺘﺪ ﺑﺮاﯼ )‪ n(ω‬ﺑﺪﺳﺖ ﺁورد‪.‬‬ ‫ﻓﺮض ﮐﻨﻴﺪ اﻟﮑﺘﺮوﻧﻬﺎﯼ ﻇﺮﻓﻴﺖ ﻳﺎ ﺑﻴﺮوﻧﻴﺘﺮﻳﻦ اﻟﮑﺘﺮوﻧﻬﺎ ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ ﻧﻴﺮوﯼ اﻻﺳﺘﻴﮏ ‪ − meω o2 x‬ﮐﻪ‬ ‫ﺑﺎ ﺟﺎﺑﺠﺎﻳﯽ اﻟﮑﺘﺮوﻧﻬﺎ در وﺿﻌﻴﺖ ‪ x‬ﻧﺴﺒﺖ ﺑﻪ ﺣﺎﻟﺖ ﺗﻌﺎدل ﻣﺘﻨﺎﺳﺐ اﺳﺖ‪،‬ﺑﻪ اﺗﻤﻬﺎ ﻳﺎ ﻣﻠﮑﻮﻟﻬﺎﯼ‬ ‫ﻣﺮﺑﻮط ﺑﻪ ﺧﻮدﺷﺎن واﺑﺴﺘﻪ ﺑﺎﺷﻨﺪ‪ ،‬ﻳﻌﻨﯽ اﺗﻢ ﻳﺎ ﻣﻠﮑﻮل ﺷﺒﻴﻪ ﻳﮏ ﻧﻮﺳﺎﻧﮕﺮ واداﺷﺘﻪ ﮐﻼﺳﻴﮏ ﻣﯽ‪-‬‬ ‫‪r‬‬

‫ﺑﺎﺷﺪ ﮐﻪ ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻣﺘﻨﺎوب ) ‪ ، E (t‬ﮐﻪ ﻓﺮض ﻣﯽ ﮐﻨﻴﻢ در اﻣﺘﺪا ‪ x‬اﻋﻤﺎل ﺷﺪﻩ راﻧﺪﻩ‬ ‫ﻣﯽ ﺷﻮد‪ ،‬ﻳﻌﻨﯽ ﺗﺼﻮر ﮐﻨﻴﺪ ﮐﻪ ﭼﻨﻴﻦ ﻧﻮﺳﺎﻧﮕﺮﯼ ﺗﺸﮑﻴﻞ ﺷﺪﻩ از ﻻﻳﻪ هﺎﯼ ﺑﺎ ﺑﺎر ﻣﻨﻔﯽ ﮐﻪ ﺗﻮﺳﻂ‬ ‫ﻓﻨﺮهﺎﯼ ﻳﮑﺴﺎﻧﯽ ﺑﻪ ﻳﮏ هﺴﺘﻪ ﺑﺎ ﺑﺎر ﻣﺜﺒﺖ ﺳﺎﮐﻦ ﻣﺘﺼﻞ ﺷﺪﻩ اﺳﺖ در ﻧﺘﻴﺠﻪ‪:‬‬ ‫‪Fe = eE (t ) = eEo cos ωt‬‬

‫)‪(٨-٣‬‬ ‫و از ﻗﺎﻧﻮن دوم ﻧﻴﻮﺗﻦ در راﺳﺘﺎﯼ ‪ x‬ﺧﻮاهﻴﻢ داﺷﺖ‪:‬‬

‫‪٢٧‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪d 2x‬‬ ‫‪eEo Cosωt − meω x = me 2‬‬ ‫‪dt‬‬

‫)‪(٩-٣‬‬

‫‪2‬‬ ‫‪o‬‬

‫‪ ωo‬ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ زاوﻳﻪ اﯼ ﻃﺒﻴﻌﯽ ﻧﻮﺳﺎﻧﮕﺮ ﻓﺮض ﺷﺪﻩ اﺳﺖ‪،‬ﮐﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻧﻮﺳﺎﻧﯽ ﺳﻴﺴﺘﻢ ﺗﺤﺮﻳﮏ‬ ‫ﻧﺸﺪﻩ اﺳﺖ‪.‬ﺑﺎ ﺗﻮﺟﻪ ﺑﻪ ﺷﺮاﻳﻂ ﻣﯽ ﺗﻮاﻧﻴﻢ ﺣﺪس ﺑﺰﻧﻴﻢ ﮐﻪ ﺟﻮاب ﻣﻌﺎدﻟﻪ ﺑﻪ ﺷﮑﻞ زﻳﺮاﺳﺖ‪:‬‬ ‫‪x(t ) = xo Cosωt‬‬

‫)‪(١٠-٣‬‬ ‫ﺑﺎ ﻗﺮار دادن اﻳﻦ ﺟﻮاب در ﻣﻌﺎدﻟﻪ )‪ (٩-٣‬ﺧﻮاهﻴﻢ داﺷﺖ‪:‬‬ ‫‪E o Cosωt‬‬

‫)‪(١١-٣‬‬

‫‪e‬‬ ‫) ‪me (ω − ω 2‬‬ ‫‪2‬‬ ‫‪o‬‬

‫= ) ‪x(t‬‬

‫ﻳﺎ‪:‬‬ ‫)‪(١٢-٣‬‬

‫) ‪E (t‬‬

‫‪e‬‬ ‫) ‪me (ω − ω 2‬‬ ‫‪2‬‬ ‫‪o‬‬

‫= ) ‪x(t‬‬

‫ﺑﺪون وﺟﻮد ﻧﻴﺮوﯼ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ‪ Fe‬ﻧﻮﺳﺎﻧﮕﺮ اﻟﮑﺘﺮوﻧﯽ ﺑﺎ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻃﺒﻴﻌﯽ ﺧﻮد ﻳﺎ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﺗﺸﺪﻳﺪ‬ ‫‪ ω o‬ارﺗﻌﺎش ﻣﯽ ﮐﻨﺪ اﻣﺎ در ﺣﻀﻮر ﻣﻴﺪان وﻗﺘﯽ ﮐﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﺁن ﮐﻤﺘﺮ از ‪ ωo‬ﺑﺎﺷﺪ ) ‪ E (t‬و ) ‪x(t‬‬

‫هﻢ ﻋﻼﻣﺖ ﺧﻮاهﻨﺪ ﺑﻮد ﻳﻌﻨﯽ ﺑﺎر ﻣﯽ ﺗﻮاﻧﺪ ﻧﻴﺮوﯼ اﻋﻤﺎل ﺷﺪﻩ را دﻧﺒﺎل ﮐﻨﺪ ﻳﺎ ﺑﺎ ﺁن هﻢ ﻓﺎز اﺳﺖ‪.‬‬ ‫اﻣﺎ ﺑﻪ ازاﯼ ‪ ω〉ω o‬ﺟﺎﺑﺠﺎﻳﯽ‬

‫)‪ x(t‬در راﺳﺘﺎﯼ ﻣﺨﺎﻟﻒ ) ‪ E (t‬ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد ﻳﻌﻨﯽ ﺑﺎ ﺁن‪١٨٠ °‬‬

‫اﺧﺘﻼف ﻓﺎز دارد‪ .‬ﮔﺸﺘﺎور دو ﻗﻄﺒﯽ ﺳﻴﺴﺘﻢ ﺑﺮاﺑﺮ ﺑﺎ ﺣﺎﺻﻞ ﺿﺮب ﺑﺎر در ﺟﺎﺑﺠﺎﻳﯽ ﺁن و اﮔﺮ‬ ‫‪ N‬اﻟﮑﺘﺮون ﻇﺮﻓﻴﺘﯽ در واﺣﺪ ﺣﺠﻢ وﺟﻮد داﺷﺘﻪ ﺑﺎﺷﺪ ﻗﻄﺒﺶ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻳﺎ ﭼﮕﺎﻟﯽ ﮔﺸﺘﺎور‬ ‫دوﻗﻄﺒﯽ ﺑﺮاﺑﺮ ﻣﯽ ﺷﻮد ﺑﺎ ‪:‬‬ ‫)‪(١٣-٣‬‬

‫‪P = Nex‬‬

‫و ﻳﺎ‪:‬‬ ‫‪e 2 NE‬‬

‫)‪(١۴-٣‬‬

‫) ‪me (ω o2 − ω 2‬‬

‫و از ﻣﻌﺎدﻟﻪ )‪ (٧-٣‬ﺧﻮاهﻴﻢ داﺷﺖ‪:‬‬

‫‪٢٨‬‬

‫=‪P‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫) ‪P (t‬‬ ‫‪e2 N‬‬ ‫‪ε = εo +‬‬ ‫‪= εo +‬‬ ‫) ‪E (t‬‬ ‫) ‪me (ω o2 − ω 2‬‬

‫)‪(١۵-٣‬‬ ‫ﺑﺎ ﺑﮑﺎر ﺑﺮدن راﺑﻄﻪ )‪ (۶-٣‬ﻳﻌﻨﯽ ‪:‬‬

‫‪ε‬‬ ‫‪εo‬‬

‫= ‪n2 = ε R‬‬

‫ﻣﯽ ﺗﻮان ﺑﻪ ﻋﺒﺎرﺗﯽ ﺑﺮاﯼ ‪ n‬ﺑﺼﻮرت ﺗﺎﺑﻌﯽ از ‪ ω‬رﺳﻴﺪ ﮐﻪ ﻣﻌﺎدﻟﻪ ﭘﺎﺷﻨﺪﮔﯽ ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪:‬‬ ‫‪1‬‬ ‫‪Ne 2‬‬ ‫‪( 2‬‬ ‫)‬ ‫‪ε o me ω o − ω 2‬‬

‫)‪(١۶-٣‬‬

‫‪n 2 (ω ) = 1 +‬‬

‫در ﺣﺎﻟﺖ ﮐﻠﯽ ﺗﺮ ﻣﯽ ﺗﻮان ﻓﺮض ﮐﺮد ﮐﻪ هﺮ ﻣﻠﮑﻮل ﺗﺸﮑﻴﻞ ﺷﺪﻩ از ‪ fj‬ﻧﻮﺳﺎﻧﮕﺮ ﮐﻪ هﺮﻳﮏ ﺑﺎ‬ ‫ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ هﺎﯼ ﻃﺒﻴﻌﯽ ‪ ω oj‬ﻧﻮﺳﺎن ﻣﯽ ﮐﻨﻨﺪ و ﺗﻌﺪاد ﻣﻠﮑﻮﻟﻬﺎ در واﺣﺪ ﺣﺠﻢ ‪ N‬ﺑﺎﺷﺪ در اﻳﻦ‬ ‫ﺻﻮرت‪:‬‬ ‫)‪(١٧-٣‬‬

‫)‬

‫‪fj‬‬ ‫‪−ω2‬‬

‫‪2‬‬ ‫‪oj‬‬

‫‪∑ (ω‬‬ ‫‪j‬‬

‫‪Ne 2‬‬ ‫‪ε ome‬‬

‫‪n 2 (ω ) = 1 +‬‬

‫اﻳﻦ ﻧﺘﻴﺠﻪ ﻣﺸﺎﺑﻪ ﻧﺘﻴﺠﻪ اﯼ اﺳﺖ ﮐﻪ از ﻣﮑﺎﻧﻴﮏ ﮐﻮاﻧﺘﻮﻣﯽ ﺑﺪﺳﺖ ﻣﯽ ﺁﻳﺪ ﺑﺎ اﻳﻦ ﺗﻔﺎوت ﮐﻪ ﺗﻔﺴﻴﺮ‬ ‫اﺟﺰاء راﺑﻄﻪ ﻗﺪرﯼ ﻣﺘﻔﺎوت ﺧﻮاهﻨﺪ ﺑﻮد‪.‬ﺑﻪ اﻳﻦ ﺗﺮﺗﻴﺐ ﮐﻪ ‪ ω oj‬ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻣﺸﺨﺼﻪ اﯼ ﺧﻮاهﻨﺪ ﺑﻮد‬ ‫ﺮِژﯼ ﺗﺎﺑﺶ ﻳﺎ ﺟﺬب ﮐﻨﺪ‪ ∑fj .‬ﮐﻪ در ﺷﺮاﻳﻂ ‪= 1‬‬ ‫ﮐﻪ درﺁن ﻳﮏ اﺗﻢ ﻣﯽ ﺗﻮاﻧﺪ اﻧ ِ‬

‫‪j‬‬

‫‪∑f‬‬

‫ﺻﺪق ﻣﯽ‬

‫ﮐﻨﻨﺪ‪،‬ﺿﺮاﻳﺐ وزﻧﯽ ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ‪،‬هﻤﭽﻨﻴﻦ از ﺁﻧﺠﺎﻳﻴﮑﻪ ‪ ∑fj‬ﻣﻌﻴﺎرﯼ ﺑﺮاﯼ اﺣﺘﻤﺎل وﻗﻮع ﻳﮏ‬ ‫ﮔﺬار اﺗﻤﯽ هﺴﺘﻨﺪ ‪،‬اﺣﺘﻤﺎﻻت ﮔﺬارﯼ ﻧﻴﺰ ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ‪.‬‬ ‫در ﺟﺎﻣﺪات و ﻣﺎﻳﻌﺎت و ﺣﺘﯽ ﮔﺎزهﺎ در ﻓﺸﺎرهﺎﯼ زﻳﺎد )ﺗﻘﺮﻳﺒ ًﺎ ‪ ٣١٠‬اﺗﻤﺴﻔﺮ( ﻓﻮاﺻﻞ ﺑﻴﻦ اﺗﻤﯽ‬ ‫دﻩ ﺑﺎر ﮐﻤﺘﺮ از ﻓﻮاﺻﻞ ﺑﻴﻦ اﺗﻤﯽ درﻳﮏ ﮔﺎز در دﻣﺎ و ﻓﺸﺎر اﺳﺘﺎﻧﺪارد )‪ (STP‬اﺳﺖ‪ .‬در اﻳﻦ‬ ‫ﺣﺎﻟﺖ اﺗﻢ هﺎ و ﻣﻮﻟﮑﻮﻟﻬﺎ ﺑﺮهﻢ ﮐﻨﺸﻬﺎﯼ دوﺟﺎﻧﺒﻪ و ﻗﻮﯼ دارﻧﺪ و در ﻧﺘﻴﺠﻪ ﻳﮏ ﻧﻴﺮوﯼ ﻣﺎﻟﺸﯽ را‬ ‫ﻧﻴﺰ ﺗﺤﻤﻞ ﻣﯽ ﮐﻨﻨﺪ ‪ ،‬ﮐﻪ ﺑﺎﻋﺚ ﻣﯽ ﺷﻮد ﻳﮏ ﻣﻴﺮاﻳﯽ در ﻧﻮﺳﺎﻧﮕﺮهﺎ و اﺗﻼف اﻧﺮژﯼ ﺁﻧﻬﺎ درون‬ ‫ﻣﺎدﻩ ﺑﻪ ﺷﮑﻞ ﮔﺮﻣﺎ رخ دهﺪ ﻳﻌﻨﯽ ﻗﺴﻤﺘﯽ از اﻧﺮژﯼ ﺟﺬب ﻣﯽ ﺷﻮد در ﻧﺘﻴﺠﻪ ﻻزم اﺳﺖ در‬ ‫ﻣﻌﺎدﻟﻪ ﺣﺮﮐﺖ‪ ،‬ﻧﻴﺮوﻳﯽ ﻣﻴﺮا ﮐﻨﻨﺪﻩ ﻣﺘﻨﺎﺳﺐ ﺑﺎ ﺳﺮﻋﺖ وارد ﮐﻨﻴﻢ ‪:‬‬ ‫)‪(١٨-٣‬‬

‫‪dx‬‬ ‫‪d 2x‬‬ ‫‪− meω o2 x = me 2‬‬ ‫‪dt‬‬ ‫‪dt‬‬

‫‪٢٩‬‬

‫‪eEo Cosωt − me γ‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﮐﻪ در اﻳﻦ ﺣﺎﻟﺖ ﻣﻌﺎدﻟﻪ ﭘﺎﺷﻨﺪﮔﯽ ﺑﻪ ﺷﮑﻞ زﻳﺮ درﺧﻮاهﺪ ﺁﻣﺪ‪:‬‬ ‫‪fj‬‬

‫)‪(١٩-٣‬‬

‫‪− ω 2 + iγ j ω‬‬

‫‪2‬‬ ‫‪oj‬‬

‫‪Ne 2‬‬ ‫‪n (ω ) = 1 +‬‬ ‫‪ε o me‬‬

‫‪∑ω‬‬

‫‪2‬‬

‫‪j‬‬

‫از ﻃﺮف دﻳﮕﺮ در ﻣﻮاد ﭼﮕﺎل هﺮ اﺗﻢ ﻋﻼوﻩ ﺑﺮ ﻣﻴﺪان ﺧﺎرﺟﯽ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺛﻴﺮ ﻣﻴﺪان اﻟﻘﺎﻳﯽ داﺧﻠﯽ‬ ‫ﻧﺎﺷﯽ از اﺗﻢ هﺎﯼ دﻳﮕﺮ ﻗﺮار ﻣﯽ ﮔﻴﺮد‪ ،‬ﻳﻌﻨﯽ ﻋﻼوﻩ ﺑﺮ ﻣﻴﺪان اﻋﻤﺎل ﺷﺪﻩ )‪ ،E(t‬ﻣﻴﺪان دﻳﮕﺮﯼ‬ ‫) ‪P (t‬‬ ‫ﺑﺮاﺑﺮ‬ ‫‪3ε o‬‬

‫را ﻧﻴﺰ اﺣﺴﺎس ﻣﯽ ﮐﻨﺪ ‪ .‬ﺑﺪون اﻳﻨﮑﻪ وارد ﺟﺰﺋﻴﺎت ﺷﻮﻳﻢ ﻣﯽ ﺗﻮان ﻧﺸﺎن داد ﮐﻪ ‪:‬‬

‫)‪(٢٠-٣‬‬

‫‪fj‬‬ ‫‪− ω 2 + iγ j ω‬‬

‫‪2‬‬ ‫‪oj‬‬

‫‪∑ω‬‬ ‫‪j‬‬

‫‪n2 −1‬‬ ‫‪Ne 2‬‬ ‫=‬ ‫‪n 2 + 2 3ε o me‬‬

‫ﮔﺎزهﺎ و ﻣﺎﻳﻌﺎت و ﺟﺎﻣﺪات ﺑﯽ رﻧﮓ وﺷﻔﺎف داراﯼ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻃﺒﻴﻌﯽ در ﺧﺎرج از ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻣﺮﻳﯽ‬ ‫ﻼ ﺷﻴﺸﻪ هﺎ داراﯼ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ هﺎﯼ ﻃﺒﻴﻌﯽ ﻣﻮﺛﺮ در ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻣﺎورا ﺑﻨﻔﺶ هﺴﺘﻨﺪ در‬ ‫ﻣﯽ ﺑﺎﺷﻨﺪ ﻣﺜ ً‬ ‫ﺣﺎﻟﺘﻬﺎﻳﯽ ﮐﻪ ‪ ω oj2 〉〉ω 2‬اﺳﺖ در ﻧﺘﻴﺠﻪ ‪ ωoj2 − ω 2 〉〉 γ j ω‬ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد و ﻣﻴﺘﻮان ﻣﻌﺎدﻟﻪ ‪ ٢٠-٣‬را‬ ‫ﺑﺼﻮرت زﻳﺮ ﺑﮑﺎر ﺑﺮد ‪:‬‬ ‫‪fj‬‬

‫)‪(٢١-٣‬‬

‫‪2‬‬ ‫‪oj‬‬

‫‪∑ω‬‬

‫‪n2 −1‬‬ ‫‪Ne 2‬‬ ‫=‬ ‫‪n 2 + 2 3ε o me‬‬

‫ﮐﻪ ﻣﻌﻨﯽ ﺁن اﻳﻦ اﺳﺖ ﮐﻪ ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ در اﻳﻦ ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻃﻴﻔﯽ‪ ،‬ﺛﺎﺑﺖ ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد ‪ .‬زﻳﺮا در ﺷﻴﺸﻪ‬ ‫ هﺎ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ هﺎﯼ ﻃﺒﻴﻌﯽ‪ ،‬در ﺣﺪود ﻃﻮل ﻣﻮج ‪ ١٠٠‬ﻧﺎﻧﻮﻣﺘﺮ وﺟﻮد دارﻧﺪ ﮐﻪ ﺗﻘﺮﻳﺒًﺎ ‪ ۵‬ﺑﺮاﺑﺮ‬‫ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻣﺘﻮﺳﻂ ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻣﺮﻳﯽ اﺳﺖ و در ﻧﺘﻴﺠﻪ ‪ ω oj2 〉〉ω 2‬اﺳﺖ‪.‬اﻣﺎ هﺮﭼﻪ ‪ ω‬زﻳﺎد ﻣﯽ ﺷﻮد‪،‬ﺑﻪ‬ ‫‪ ω oj‬ﻧﺰدﻳﮑﺘﺮ ﺷﻮد ‪ n‬ﺑﺘﺪرﻳﺞ ﻣﺘﻨﺎﺳﺐ ﺑﺎ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ اﻓﺰاﻳﺶ ﻣﯽ ﻳﺎﺑﺪ اﻳﻦ ﭘﺪﻳﺪﻩ را ﭘﺎﺷﻨﺪﮔﯽ ﻋﺎدﯼ‬ ‫)ﺑﻬﻨﺠﺎر ( ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ‪.‬در ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻣﺎوراﯼ ﺑﻨﻔﺶ ‪،‬ﺑﺘﺪرﻳﺞ ﮐﻪ ‪ ω‬ﺑﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻃﺒﻴﻌﯽ ﻧﺰدﻳﮏ ﻣﯽ ﺷﻮد‬ ‫ﺗﺸﺪﻳﺪ ﻧﻮﺳﺎﻧﮕﺮهﺎ ﺁﻏﺎز ﺧﻮاهﺪ ﺷﺪ و داﻣﻨﻪ ﻧﻮﺳﺎن ﺁﻧﻬﺎ ﺑﺘﺪرﻳﺞ اﻓﺰاﻳﺶ ﺧﻮاهﺪ ﻳﺎﻓﺖ و اﻳﻦ ﻋﻤﻞ ﺑﺎ‬ ‫ﻣﻴﺮاﻳﯽ و ﺟﺬب ﺷﺪﻳﺪ اﻧﺮژﯼ ﻣﻮج ﻓﺮودﯼ هﻤﺮاﻩ ﺧﻮاهﺪﺑﻮد‪ ،‬در ‪ ω oj = ω‬ﺟﻤﻠﻪ ﻣﻴﺮا ﮐﻨﻨﺪﻩ در‬ ‫ﻣﻌﺎدﻟﻪ ‪٢٠-٣‬ﻏﺎ ﻟﺐ ﺧﻮاهﺪ ﺷﺪ ﮐﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ هﺎﯼ ﮔﺮداﮔﺮد ‪ ω oj‬ﻧﻮارهﺎﯼ ﺟﺬب ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ‪،‬‬ ‫در اﻳﻦ ﺻﻮرت ‪ dn / dω‬ﻣﻨﻔﯽ ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد و ﻓﺮاﻳﻨﺪ را ﭘﺎﺷﻨﺪﮔﯽ ﻏﻴﺮﻋﺎدﯼ )ﻧﺎﺑﻬﻨﺠﺎر( ﻣﯽ‬ ‫ﻧﺎﻣﻨﺪ‪.‬اﮔﺮ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻣﺤﺮﮎ ﺑﻴﺸﺘﺮ از هﺮﻳﮏ از ﺟﻤﻼت ‪ ω oj‬ﺑﺎﺷﺪ درﺁن ﺻﻮرت ‪ n2 <1‬و‬

‫‪٣٠‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﻼ وﻗﺘﯽ روﯼ ﺻﻔﺤﻪ ﺷﻴﺸﻪ اﯼ ﻳﮏ ﺑﺎرﻳﮑﻪ ﭘﺮﺗﻮهﺎﯼ ‪ x‬ﺗﺎﺑﺎﻧﻴﺪﻩ ﺷﻮدﭼﻨﻴﻦ‬ ‫‪ n < 1‬ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد‪ .‬ﻣﺜ ً‬ ‫ﺣﺎﻟﺘﯽ ﭘﻴﺶ ﻣﯽ ﺁﻳﺪ و ﻣﻨﺠﺮ ﻣﯽ ﺷﻮد ﮐﻪ ‪ V > C‬ﺷﻮد) ﺷﮑﻞ ‪.( ٢-٣‬‬

‫ﺷﮑﻞ‪ : ٢-٣‬ﺗﻐﻴﻴﺮات ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﺑﺮ ﺣﺴﺐ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ‬

‫‪ ۵-٣‬ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ راﻳﻠﯽ )‪(Rayleigh‬‬ ‫وﻗﺘﯽ ﻳﮏ اﺗﻢ ﮐﻪ در ﺣﺎﻟﺖ ﭘﺎﻳﻪ ﻗﺮار دارد ﻳﮏ ﻓﻮﺗﻮن را ﺟﺬب ﻣﯽ ﮐﻨﺪ ﺑﻪ ﻳﮏ ﺣﺎﻟﺖ ﺑﺮاﻧﮕﻴﺨﺘﻪ‬ ‫ﻣﯽ رود‪.‬اﻳﻦ اﺗﻢ در ﻣﺤﻴﻂ ﭼﮕﺎل وﻗﺘﯽ ﺑﻪ ﺣﺎﻟﺖ ﭘﺎﻳﻪ ﺑﺮﻣﯽ ﮔﺮدد اﻧﺮژﯼ درﻳﺎﻓﺘﯽ را ﺑﻪ ﺷﮑﻞ‬ ‫ﻻ ﺑﺎ ﺗﺎﺑﺶ ﻳﮏ ﻓﻮﺗﻮن ﺑﻪ ﺣﺎﻟﺖ ﭘﺎﻳﻪ ﺑﺮﻣﯽ ﮔﺮدد ﮐﻪ‬ ‫ﮔﺮﻣﺎ ﭘﺲ ﻣﯽ دهﺪ‪.‬در ﮔﺎزهﺎﯼ رﻗﻴﻖ اﺗﻢ ﻣﻌﻤﻮ ً‬ ‫اﻳﻦ اﺛﺮ را ﺗﺎﺑﺶ ﺗﺸﺪﻳﺪﯼ ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ‪.‬‬ ‫در ﻣﻮرد ﮔﺎزهﺎﻳﯽ ﺑﺎ ﭼﮕﺎﻟﯽ ﮐﻢ ‪،‬ﮐﻪ ﺑﺮ هﻤﮑﻨﺸﻬﺎﯼ ﺑﻴﻦ اﺗﻤﯽ ﻗﺎﺑﻞ ﭼﺸﻢ ﭘﻮﺷﯽ اﺳﺖ ﺟﺬب ﮐﻢ‬ ‫اهﻤﻴﺖ ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد و ﻣﻮﺟﯽ ﮐﻪ ﺑﺎزﺗﺎﺑﻴﺪﻩ ﻳﺎ ﭘﺮاﮐﻨﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪ ،‬ﺑﺘﺪرﻳﺞ ﮐﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﺗﺤﺮﻳﮏ ﺑﻪ‬ ‫ﻼ رﻧﮓ ﺁﺑﯽ ﺁﺳﻤﺎن در‬ ‫ﺗﺸﺪﻳﺪ ﻧﺰدﻳﮏ ﻣﯽ ﺷﻮد‪،‬اﻧﺮژﯼ ﺑﻴﺸﺘﺮﯼ را ﺑﺎ ﺧﻮد ﺣﻤﻞ ﺧﻮاهﺪ ﮐﺮد ‪.‬ﻣﺜ ً‬ ‫اﺛﺮ ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ رخ ﻣﯽ دهﺪ‪.‬زﻳﺮا هﺮﭼﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻧﻮر ﺑﻴﺸﺘﺮ ﺑﺎﺷﺪ ﺑﻴﺸﺘﺮ ﭘﺮاﮐﻨﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪.‬‬ ‫راﻳﻠﯽ اوﻟﻴﻦ ﮐﺴﯽ ﺑﻮد ﮐﻪ واﺑﺴﺘﮕﯽ ﺷﺪت ﻣﻮج ﭘﺮاﮐﻨﺪﻩ ﺷﺪﻩ را ﺑﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻣﻄﺮح ﮐﺮد‪.‬ﺑﻪ هﻤﻴﻦ‬ ‫دﻟﻴﻞ ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ ﻧﻮر ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ اﺟﺴﺎﻣﯽ ﮐﻪ در ﻣﻘﺎﻳﺴﻪ ﺑﺎ ﻃﻮل ﻣﻮج ﮐﻮﭼﮏ هﺴﺘﻨﺪ ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ راﻳﻠﯽ‬ ‫ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪.‬ﻣﻠﮑﻮﻟﻬﺎﯼ ﻣﺤﻴﻄﻬﺎﯼ ﺷﻔﺎف ﭼﮕﺎل‪،‬ﺑﺼﻮرت ﮔﺎز ﻳﺎ ﺟﺎﻣﺪ و ﻳﺎ ﻣﺎﻳﻊ ﺑﻪ روﺷﯽ‬ ‫ﻣﺸﺎﺑﻪ ﻋﻤﺪﺗًﺎ ﻧﻮر ﺁﺑﯽ را وﻟﻮ ﺑﻄﻮر ﺿﻌﻴﻒ ﭘﺮاﮐﻨﺪﻩ ﻣﯽ ﮐﻨﻨﺪ ‪.‬‬

‫‪٣١‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫دودﯼ ﮐﻪ از ﺳﻴﮕﺎر روﺷﻦ ﺟﺪا ﻣﯽ ﺷﻮد از ذراﺗﯽ درﺳﺖ ﺷﺪﻩ ﮐﻪ اﺑﻌﺎد ﺁﻧﻬﺎ ﮐﻮﭼﮑﺘﺮ از ﻃﻮل‬ ‫ﻣﻮج ﻧﻮر اﺳﺖ و ﺑﻪ هﻤﻴﻦ ﺟﻬﺖ وﻗﺘﯽ ﮐﻪ در ﻣﻘﺎﺑﻞ ﻳﮏ زﻣﻴﻨﻪ ﺗﺎرﻳﮏ ﺑﻪ ﺁن ﻧﮕﺎﻩ ﻣﯽ ﮐﻨﻴﻢ‬ ‫‪،‬ﺁﺑﯽ دﻳﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد وﻗﺘﯽ اﺑﻌﺎد ذرات در ﻣﻘﺎﻳﺴﻪ ﺑﺎ ﻃﻮل ﻣﻮج ﻧﻮر ﮐﻮﭼﮏ ﺑﺎﺷﺪ ﺷﺪت ﻧﻮر‬ ‫ﭘﺮاﮐﻨﺪﻩ ﺷﺪﻩ از راﺑﻄﻪ‬

‫‪1‬‬

‫‪λ4‬‬

‫∝ ‪ I S‬ﺑﻪ دﺳﺖ ﻣﯽ ﺁﻳﺪ‪.‬‬

‫‪ ۶-٣‬ﻣﻔﻬﻮم د و ﺷﮑﺴﺘﯽ‬ ‫‪ ١-۶-٣‬ﻗﻄﺒﯽ ﺷﺪن ﻳﺎ ﭘﻼرﻳﺰاﺳﻴﻮن ﻧﻮر‬ ‫هﻤ ﺎﻧﻄﻮر ﮐ ﻪ در ﻓ ﺼﻞ دوم اﺷ ﺎرﻩ ﺷ ﺪ ﻧ ﻮر داراﯼ ﺧﺎﺻ ﻴﺖ دو ﮔﺎﻧ ﻪ ﻣ ﻮﺟﯽ ذرﻩ اﻳ ﺴﺖ ‪ .‬در‬ ‫ﭘﺪﻳﺪﻩ ه ﺎﯼ اﻧﺘ ﺸﺎر ﻧ ﻮر ﺧ ﻮاص ﻣ ﻮﺟﯽ ودر ﺑ ﺮهﻤﮑﻨﺶ ﺑ ﺎ ﻣ ﺎدﻩ اﺛ ﺮ ذرﻩ اﯼ از ﺧ ﻮد ﻧ ﺸﺎن ﻣ ﯽ‬ ‫دهﺪ‪ .‬ﻧﻈﺮﻳ ﻪ اﻟﮑﺘﺮوﻣﻐﻨ ﺎﻃﻴﺲ ﺑﻴ ﺎن ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ اﻣ ﻮاج ﻧ ﻮرﯼ ازﻧ ﻮع اﻣ ﻮاج ﻋﺮﺿ ﯽ ﻣ ﯽ ﺑﺎﺷ ﻨﺪ‪،‬‬ ‫ﻳﻌﻨﯽ ﺟﻬﺖ ﺑﺮدارهﺎﯼ ﻧﻮﺳﺎن ﮐﻨﻨﺪﻩ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ و ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﻋﻤ ﻮد ﺑ ﺮ راﺳ ﺘﺎﯼ اﻧﺘ ﺸﺎر ﻧ ﻮر ﻣ ﯽ‬ ‫ﺑﺎﺷﻨﺪ ‪ .‬اﻣﺎ ﺗﻔﺎوﺗﯽ ﺑﻴﻦ ﭼﺸﻤﻪ هﺎﯼ ﻣﺘﺪاول ﻧﻮر ﻣﺮﺋﯽ و ﻣﺜﻼ ﭼﺸﻤﻪ هﺎﯼ اﻣﻮاج رادﻳﻮﻳﯽ وﺟ ﻮد‬ ‫دارد ‪ .‬ﺑﻪ اﻳﻦ ﺗﺮﺗﻴﺐ ﮐﻪ در ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻣﺮﺋﯽ ‪ ،‬رﻓﺘﺎر ﺗﺎﺑﺸﮕﺮهﺎ ﻳﻌﻨ ﯽ اﺗ ﻢ ه ﺎ ﻳ ﺎ ﻣﻠﮑﻮﻟﻬ ﺎ از ﻳﮑ ﺪﻳﮕﺮ‬ ‫ﻣﺴﺘﻘﻞ اﺳﺖ‪ .‬ﻧﻮرﯼ ﮐﻪ از اﻳﻦ ﭼﺸﻤﻪ هﺎ در ﻳﮏ ﺟﻬﺖ ﻣﻌﻴﻦ ﻣﻨﺘﺸﺮ ﻣﯽ ﺷ ﻮد از ﻗﻄﺎره ﺎﯼ ﻣ ﻮج‬ ‫ﻣﺴﺘﻘﻠﯽ ﺗﺸﮑﻴﻞ ﺷﺪﻩ اﺳﺖ ﮐﻪ ﺻ ﻔﺤﺎ ت ارﺗﻌ ﺎ ش ﺁﻧﻬ ﺎ )ﺻ ﻔﺤﻪ اﯼ ﮐ ﻪ ﺷ ﺎﻣﻞ ﺑ ﺮدار ﻧﻮﺳ ﺎن ﮐﻨﻨ ﺪﻩ‬ ‫اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ و راﺳﺘﺎﯼ اﻧﺘﺸﺎر اﺳﺖ( ﺣﻮل ﻣﺤﻮر اﻧﺘﺸﺎر ﺗﻮزﻳ ﻊ ﮐ ﺎﻣﻼ ﺗ ﺼﺎدﻓﯽ دارد ‪.‬ﭼﻨ ﻴﻦ ﻧ ﻮرﯼ‬ ‫را ﻧﻮر ﻃﺒﻴﻌﯽ ﻳﺎ ﻏﻴﺮ ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ ‪ .‬ﮔﺮﭼﻪ ﻋﺮﺿﯽ اﺳﺖ اﻣﺎ ﺗﻐﻴﻴﺮ ﺟﻬﺖ ﺻﻔﺤﺎت ارﺗﻌﺎ ش‬ ‫در ﺁن ﻃﺒﻴﻌ ﺖ ﻋﺮﺿ ﯽ ﺁﻧ ﺮا ﭘﻨﻬ ﺎن ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ ‪.‬اﻣ ﺎ درﻣﻘﺎﺑ ﻞ اﻣ ﻮاج اﻟﮑﺘﺮوﻣﻐﻨ ﺎﻃﻴﺲ در ﻧﺎﺣﻴ ﻪ‬ ‫رادﻳﻮﻳﯽ ﻳﺎ ﻣﺎ ﮐﺮوﻳ ﻮ در واﻗ ﻊ از ﺑ ﺎﻻ وﭘ ﺎﻳﻴﻦ رﻓ ﺘﻦ ﺑ ﺎر اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ درون ﻳ ﮏ دو ﻗﻄﺒ ﯽ ﻳ ﺎ ﺁﻧ ﺘﻦ‬ ‫ﻓﺮﺳﺘﻨﺪﻩ ﺑﻮﺟﻮد ﻣﯽ ﺁﻳﻨﺪ ‪ .‬در ﻧﺘﻴﺠﻪ اﻳﻦ اﻣ ﻮاج ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ در ﺻ ﻔﺤﻪ ﻳ ﺎ ﭘ ﻼ رﻳ ﺰﻩ ﺧﻄ ﯽ ه ﺴﺘﻨﺪ‬ ‫ﻳﻌﻨﯽ هﻤ ﻮارﻩ راﺳ ﺘﺎﯼ ﺑ ﺮدار ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ ﻧﻮﺳ ﺎن ﮐﻨﻨ ﺪﻩ وراﺳ ﺘﺎﯼ اﻧﺘ ﺸﺎ ر در ﻳ ﮏ ﺻ ﻔﺤﻪ‬ ‫ﻗﺮار ﻣﯽ ﮔﻴﺮﻧﺪ )ﺷﮑﻞ‪ .(٣-٣‬ﺑﻬﻤﻴﻦ دﻟﻴﻞ ﺑﺮاﯼ درﻳﺎﻓﺖ اﻳﻦ اﻣﻮاج ﺗﻮﺳ ﻂ ﺁﻧ ﺘﻦ ﮔﻴﺮﻧ ﺪﻩ ﺑﺎﻳ ﺪ ﺁﻧ ﺘﻦ‬ ‫در ﺟﻬ ﺖ ﺑﺨ ﺼﻮﺻﯽ ﻗ ﺮار ﮔﻴ ﺮد‪ .‬ﻧ ﻮرﻣﺮﺋﯽ را ه ﻢ ﻣﻴﺘ ﻮان ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﻧﻤ ﻮد ﺑ ﺮاﯼ اﻳ ﻦ ﻣﻨﻈ ﻮر‬ ‫ﻣﻴﺘ ﻮان ﺗ ﺼﻮر ﮐ ﺮد ﮐ ﻪ ارﺗﻌﺎﺷ ﺎت ﻧ ﻮر ﻃﺒﻴﻌ ﯽ را اﮔ ﺮ ﺑ ﻪ دو ﻣﻮﻟﻔ ﻪ ﻋﻤ ﻮد ﺑ ﺮ ه ﻢ ﺗﺠﺰﻳ ﻪ ﮐﻨ ﻴﻢ‬ ‫وﺳﭙﺲ اﻳﻦ دو ﻣﻮﻟﻔﻪ را ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ اﯼ از هﻢ ﺟﺪا ﮐﻨﻴﻢ‪ ،‬هﺮﻳﮏ از ﺁﻧﻬﺎ ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ ﺧﻮاهﻨﺪ ﺑﻮد‪.‬‬

‫‪٣٢‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﺑ ﺮاﯼ اﻳ ﻦ ﻣﻨﻈ ﻮر از ﭘﺪﻳ ﺪﻩ ه ﺎﯼ ﻣﺨﺘﻠ ﻒ ﻧ ﻮرﯼ ﻣﻴﺘ ﻮان اﺳ ﺘﻔﺎدﻩ ﮐ ﺮد ﻣ ﺜﻼ ﻳﮑ ﯽ از ﻣﻮﻟﻔ ﻪ ه ﺎ را‬ ‫ﺑﻮﺳ ﻴﻠﻪ ﻣﺤﻴﻄ ﯽ ﮐ ﻪ ﻧ ﻮر از ﺁن ﻋﺒ ﻮر ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ را ﺟ ﺬب ﮐ ﺮد )ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﮐ ﺮدن ﺑﻮﺳ ﻴﻠﻪ ﺟ ﺬ ب‬ ‫اﻧﺘﺨ ﺎﺑﯽ( ودﻳﮕ ﺮﯼ را از ﺁن ﻋﺒ ﻮر داد‪ ،‬وﻳ ﺎ اﻳﻨﮑ ﻪ ﺑﻮﺳ ﻴﻠﻪ ﺷﮑ ﺴﺖ دوﮔﺎﻧ ﻪ ﻧ ﻮر ﮐ ﻪ در ﺟﻬ ﺎت‬ ‫ﻣﺨﺘﻠﻒ اﻧﺠﺎم ﻣﯽ ﺷﻮد ﺁﻧﻬﺎ را از ﻳﮑ ﺪﻳﮕﺮ ﺟ ﺪا ﻧﻤ ﻮد‪ .‬دﺳ ﺘﮕﺎهﻬﺎﻳﯽ ﮐ ﻪ اﻳ ﻦ ﭼﻨ ﻴﻦ ﻋﻤﻠ ﯽ را اﻧﺠ ﺎم‬ ‫ﻣﻴﺪهﺪ ﻗﻄﺒﯽ ﮐﻨﻨﺪﻩ ﻳﺎ ﭘﻼرﻳﺰور وﻧﻮرﯼ ﮐﻪ ﺑﻪ اﻳﻦ ﺗﺮﺗﻴﺐ ﺑﺪﺳﺖ ﻣﯽ ﺁﻳﺪ ﻧﻮر ﻗﻄﺒﯽ ﺷﺪﻩ ﻳﺎ ﭘﻼرﻳﺰﻩ‬ ‫ﻣﯽ ﮔﻮﻳﻨﺪ‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ :٣-٣‬ﻧﻤﺎﻳﺶ ﻳﮏ ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ در ﺻﻔﺤﻪ ﻳﺎ ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ‬

‫ﺷﮑﻞ‪ :۴-٣‬اﻟﻒ ‪ :‬ﻳﮏ ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ ب ‪ :‬ﻧ ﻮر ﻃﺒﻴﻌ ﯽ ﮐ ﻪ از ﺗﺮﮐﻴ ﺐ ﺗﻌ ﺪادﯼ زﻳ ﺎدﯼ ﻗﻄ ﺎر ﻣ ﻮج ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ‬ ‫ﺑﻮﺟﻮد ﺁﻣﺪﻩ اﺳﺖ ج ‪ :‬روش دﻳﮕﺮﯼ ﺑﺮاﯼ ﻧﻤﺎﻳﺶ ﻳﮏ ﭘﺮﺗﻮ ﻃﺒﻴﻌﯽ‬

‫‪٣٣‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪ ٢-۶-٣‬ﭘﻼرﻳﺰاﺳﻴﻮن ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ ﺷﮑﺴﺖ دوﮔﺎﻧﻪ وﺑﻠﻮرهﺎﯼ ﻣﺜﺒﺖ وﻣﻨﻔﯽ‬ ‫در ﺳﺎل ‪ ١۶۶٩‬ﺑﺎرﺗﻮﻟﻴﻨﻮس )‪ (Batolinas‬ﮐﺸﻒ ﮐﺮد اﮔ ﺮ ﻳ ﮏ دﺳ ﺘﻪ ﭘﺮﺗ ﻮ ﻧ ﻮر ﺑ ﻪ ﺑﻠ ﻮر ﮐﻠ ﺴﻴﺖ‬ ‫)‪ (CO3Ca‬ﺑﺘﺎﺑ ﺪ‪ ،‬دو دﺳ ﺘﻪ ﭘﺮﺗ ﻮ ﺧﺮوﺟ ﯽ ﺑﻮﺟ ﻮد ﻣ ﯽ ﺁﻳ ﺪ‪ .‬ﺑﻌ ﺪا ه ﻮﻳﮕﻨﺲ اﻳ ﻦ ﭘﺪﻳ ﺪﻩ را ﺑﻄ ﻮر‬ ‫ﮐﺎﻣﻠﺘﺮﯼ ﺑﺮرﺳﯽ ﻧﻤﻮد ﻩ وﺑﺨﺸﯽ از ﺁﻧﺮا ﺗﻮﺟﻴ ﻪ ﮐ ﺮد‪ .‬وﻟ ﯽ ﺑﺮرﺳ ﯽ ﮐﺎﻣ ﻞ ﭘﺪﻳ ﺪﻩ ﺷﮑ ﺴﺖ دو ﮔﺎﻧ ﻪ‬ ‫ﺑﻌﺪهﺎ ﺑﻮﺳﻴﻠﻪ ﻓﺮﻧﻞ وﺑﺎ اﺳﺘﻔﺎدﻩ ازﻧﻈﺮﻳﻪ اﻟﮑﺘﺮوﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ اﻧﺠﺎم ﮔﺮدﻳﺪ ‪ .‬ﺑﻠﻮرهﺎﻳﯽ ﻣﺎﻧﻨ ﺪ ﮐﻠ ﺴﻴﺖ‬ ‫ﮐ ﻪ ﺷﮑ ﺴﺖ دوﮔﺎﻧ ﻪ در ﺁﻧﻬ ﺎ رخ ﻣ ﯽ ده ﺪ ﺁﻧﻴﺰوﺗ ﺮوپ )‪ ( Anisotrop‬ﻳ ﺎ ﻧﺎهﻤ ﺴﺎن ه ﺴﺘﻨﺪ ﻳﻌﻨ ﯽ‬ ‫ﺳﺮﻋﺖ ﻧﻮر درﺁﻧﻬﺎ در ﺟﻬﺘﻬﺎﯼ ﻣﺨﺘﻠﻒ ﻳﮑﺴﺎن ﻧﻴﺴﺖ اﮔﺮ ﭼﻪ اﻳﻦ ﺑﻠﻮرهﺎ هﻤﮕﻦ هﺴﺘﻨﺪ ‪.‬‬ ‫در اﻳﻦ ﺑﻠﻮرهﺎ دو ﻧﻮع ﻣﻮج ﺛﺎﻧﻮﯼ هﻮﻳﮕﻨﺲ از هﺮ ﺳﻄﺢ ﻣﻮج ﻣﻨﺘﺸﺮ ﻣﯽ ﺷﻮد‪ ،‬ﮐﻪ ﻳﮑ ﯽ از ﺁﻧﻬ ﺎ‬ ‫ﮐﺮوﯼ ودﻳﮕﺮﯼ ﺑﻴﻀﻮﯼ اﺳﺖ ‪.‬در ﻳﮏ اﻣﺘﺪاد ﺧﺎص اﻳﻦ دو ﺳﻄﺢ ﻣﻮج ﺑ ﺮ ه ﻢ ﻣﻤ ﺎس ﻣ ﯽ ﺷ ﻮﻧﺪ‬ ‫ﮐﻪ ﺁﻧﺮا ﻣﺤﻮر اﭘﺘﻴﮑﯽ ﺑﻠ ﻮر ﮔﻮﻳﻨ ﺪ‪ .‬ﺷ ﮑﻞ ‪ ۵-٣‬اﻣ ﻮاج ﺛ ﺎﻧﻮﯼ ه ﻮﻳﮕﻨﺲ را ﮐ ﻪ از ﻧﻘﻄ ﻪ ‪ O‬داﺧ ﻞ‬ ‫ﻳ ﮏ ﺑﻠ ﻮر ﻣﻨﺘ ﺸﺮ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد را ﻧ ﺸﺎن ﻣﻴﺪه ﺪ‪ .‬ﺑ ﺮاﯼ ﻳ ﺎﻓﺘﻦ ﺳ ﻄﺢ ﻣ ﻮج ﮐﺎﻣ ﻞ ﺷ ﮑﻞ را ﺑﺎﻳ ﺪ ﺣ ﻮل‬ ‫ﻣﺤﻮر'‪ AA‬دوران داد‪.‬اﻣﺘﺪاد ﺧﻂ '‪ AOA‬ﻣﺤ ﻮر اﭘﺘﻴﮑ ﯽ ﺑﻠ ﻮر اﺳ ﺖ )ﺑﺎﻳ ﺪ ﺗﻮﺟ ﻪ داﺷ ﺖ ﮐ ﻪ ﻣﺤ ﻮر‬ ‫اﭘﺘﻴﮑﯽ در ﻳﮏ ﺑﻠﻮر ﻳﮏ اﻣﺘﺪاد اﺳﺖ و ﻧﻪ ﻳﮏ ﺧﻂ ﻳﻌﻨﯽ هﺮ ﺧﻂ دﻳﮕﺮﯼ ﮐﻪ ﻣﻮازﯼ '‪ AOA‬ﺑﺎﺷﺪ‬ ‫ﻧﻴﺰ ﻳﮏ ﻣﺤﻮر اﭘﺘﻴﮑﯽ اﺳﺖ(‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ : ۵-٣‬ﺳﻄﻮح ﻣﻮج ﮐﺮوﯼ وﺑﻴﻀﻮﯼ وﻣﺤﻮر اﭘﺘﻴﮑﯽ ﻳﮏ ﺑﻠﻮر‬

‫‪٣٤‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫در ﻳﮏ ﺑﻠﻮر ﺷﮑﺴﺖ دو ﮔﺎﻧﻪ‪ ،‬ﺷﻌﺎع ﻣﻮج ﻣﺮﺑﻮط ﺑﻪ ﺳ ﻄﻮح ﻣ ﻮج ﮐ ﺮوﯼ ﺷ ﻌﺎع ﻋ ﺎدﯼ وﺷ ﻌﺎع‬ ‫ﻣﻮج ﻣﺮﺑﻮط ﺑﻪ ﺳﻄﻮح ﻣﻮج ﺑﻴﻀﻮﯼ ﺷ ﻌﺎع ﻏﻴ ﺮ ﻋ ﺎدﯼ ﻧﺎﻣﻴ ﺪﻩ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮﻧﺪ ‪ .‬ﺑ ﺮاﯼ زاواﻳ ﺎﯼ ﺗ ﺎﺑﺶ‬ ‫‪Sinθ1‬‬ ‫ﻏﻴ ﺮ ﺻ ﻔﺮ درﺟ ﻪ‪ ،‬ﻗ ﺎﻧﻮن اﺳ ﻨﻞ ﻳﻌﻨ ﯽ‪= const :‬‬ ‫‪Sinθ 2‬‬

‫ﺑ ﺮاﯼ ﺷ ﻌﺎع ﻋ ﺎدﯼ ﺑﺮﻗ ﺮار اﺳ ﺖ وﻟ ﯽ‬

‫ﺑﺮاﯼ ﺷﻌﺎع ﻏﻴﺮ ﻋﺎدﯼ ﺻﺎدق ﻧﻴﺴﺖ زﻳﺮا ﺳ ﻄﺢ ﻣ ﻮج ﺑﻴ ﻀﻮﯼ ﺑﻴ ﺎن ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ ﮐ ﻪ ﺳ ﺮﻋﺖ ﺷ ﻌﺎع‬ ‫ﻏﻴﺮ ﻋﺎدﯼ ﻧﻮر در اﻣﺘﺪادهﺎﯼ ﻣﺨﺘﻠﻒ ﻣﺘﻔﺎوت اﺳﺖ‪ .‬در ﻧﺘﻴﺠﻪ ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﻏﻴﺮ ﻋ ﺎدﯼ ﺗ ﺎﺑﻌﯽ‬ ‫از اﻣﺘﺪاد ﺷﻌﺎع اﺳﺖ ‪.‬ﻣﻌﻤﻮل اﺳﺖ ﮐ ﻪ ﺿ ﺮﻳﺐ ﺷﮑ ﺴﺖ ﺁﻧ ﺮا در اﻣﺘ ﺪاد ﻋﻤ ﻮد ﺑ ﺮ ﻣﺤ ﻮر اﭘﺘﻴﮑ ﯽ‬ ‫ﺑﻠﻮردرﻧﻈﺮ ﻣﯽ ﮔﻴﺮﻧﺪ‪ ،‬ﮐﻪ درﺁن ﺟﻬ ﺖ ﺳ ﺮﻋﺖ ﺣ ﺪاﮐﺜﺮ ﻳ ﺎ ﺣ ﺪاﻗﻞ اﺳ ﺖ‪.‬ﺑﻨ ﺎﺑﺮاﻳﻦ ﺑﻠ ﻮر داراﯼ دو‬ ‫ﻧﻮع ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﻋﺎدﯼ ) ‪ ( no‬وﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ) ‪ ( ne‬ﻣﯽ ﺑﺎﺷﺪ ﻳﻌﻨﯽ‪:‬‬ ‫‪C‬‬ ‫‪Ve‬‬

‫)‪(٢٢-٣‬‬

‫اﮔﺮ ‪ ne 〉 no‬ﻳﺎ ‪ne − no 〉 0‬‬

‫= ‪ne‬‬

‫‪,‬‬

‫‪C‬‬ ‫‪Vo‬‬

‫= ‪no‬‬

‫ﺑﺎﺷﺪ ﺑﻠﻮر را ﻣﺜﺒﺖ و اﮔﺮ ‪ ne 〈 no‬ﻳﺎ ‪ ne − no 〈0‬ﺑﺎﺷﺪ ﺑﻠ ﻮر را ﻣﻨﻔ ﯽ‬

‫ﮔﻮﻳﻨﺪ )درراﺳﺘﺎﯼ ﻣﺤﻮرﯼ اﭘﺘﻴﮑﯽ ﺑﻠﻮر ‪ Vo = Ve‬ودرﻧﺘﻴﺠﻪ ‪ ne = no‬ﻣﯽ ﺑﺎﺷﺪ(‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪: ۶-٣‬اﻟﻒ‪ :‬ﺑﻠﻮر ﻣﻨﻔﯽ ب‪:‬ﺑﻠﻮر ﻣﺜﺒﺖ‬

‫‪٣٥‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﺗﺠﺮﺑﻴﺎت ﻧﺸﺎن ﻣﻴﺪهﻨﺪ ﮐﻪ اﻣﻮاج ﻋﺎدﯼ وﻏﻴﺮﻋﺎدﯼ در ﻳﮏ ﺑﻠﻮر ﺑﺎ ﺷﮑﺴﺖ دوﮔﺎﻧﻪ در اﻣﺘ ﺪادهﺎﯼ‬ ‫ﻋﻤﻮد ﺑﺮ هﻢ ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ هﺴﺘﻨﺪ ﮐﻪ ﺑﺎ زﻳ ﺎد ﮐ ﺮدن ﻓﺎﺻ ﻠﻪ ﺁﻧﻬ ﺎ ﺑ ﻪ روﺷ ﻬﺎﯼ ﻣﺨﺘﻠ ﻒ ﻣﻴﺘ ﻮان از‬ ‫هﺮﻳﮏ ﺑﻌﻨﻮان ﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ اﺳﺘﻔﺎدﻩ ﻧﻤﻮد ‪ .‬ﺑﻌﻀﯽ از اﻳﻦ روﺷﻬﺎ ﺑﻪ ﺗﺮﺗﻴﺐ زﻳﺮﻧﺪ‪:‬‬ ‫‪ .١‬ﻣﻴﺘﻮان ﮐﺎرﯼ ﮐﺮد ﮐﻪ ﻳﮑﯽ از ﺷﻌﺎﻋﻬﺎ اﻧﻌﮑﺎ س ﮐﻠﯽ در داﺧﻞ ﭘﻴﺪاﮐﻨﺪ وﻣﻨﺤﺮف ﺷ ﻮد در‬ ‫ﺣﺎﻟﻴﮑﻪ دﻳﮕﺮﯼ ﺑﺪون اﻧﺤﺮاف ﻣﻨﺘﺸﺮ ﺷﻮد ‪.‬‬ ‫‪ .٢‬دو ﺷﻌﺎع را در ﻓﺎﺻﻠﻪ ﮐﺎﻓﯽ ﮐﻪ ﺑﻪ اﻧﺪازﻩ دﻟﺨﻮاﻩ از هﻢ ﻓﺎﺻﻠﻪ ﮔﺮﻓﺘ ﻪ اﻧ ﺪ‪ ،‬ﻣ ﻮرد اﺳ ﺘﻔﺎدﻩ‬ ‫ﻗﺮار داد‪.‬‬ ‫‪ .٣‬ﻳﮑﯽ از ﺷﻌﺎﻋﻬﺎ در ﻣﺤﻴﻂ ﺟﺬب ﺷﺪﻩ ودﻳﮕﺮﯼ ﻋﺒﻮر ﻣﯽ ﮐﻨﺪ ‪.‬‬ ‫ﻋﻼوﻩ ﺑﺮ ﺑﻠﻮرهﺎ ﻣﻮاد ﻏﻴﺮ ﺑﻠﻮرﯼ هﻢ وﺟﻮد دارﻧﺪ ﮐﻪ داراﯼ ﺧﺎﺻﻴﺖ ﺷﮑ ﺴﺖ دوﮔﺎﻧ ﻪ ه ﺴﺘﻨﺪ‬ ‫ﻣﺎﻧﻨﺪ ﭘﻮﺳﺘﻪ ﺳﺒﺰﻳﺠﺎت وﭘﻮﺳﺖ ﺣﻴﻮاﻧﺎت‪ .‬هﻤﭽﻨﻴﻦ ﺷﮑﺴﺖ دو ﮔﺎﻧﻪ در ﻣ ﻮاد ﻏﻴﺮﺑﻠ ﻮرﯼ ﮐ ﻪ ﺗﺤ ﺖ‬ ‫ﻓﺸﺎر ﻣﮑﺎﻧﻴﮑﯽ در ﻳﮏ ﺟﻬﺖ ﺧﺎص ﻗﺮار ﺑﮕﻴﺮﻧﺪ ﻧﻴﺰ ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﻣﻴ ﺸﻮد ﻣ ﺜﻼ اﮔ ﺮ ﻗﻄﻌ ﻪ اﯼ ﻧ ﺎزﮎ‬ ‫از ﺷﻴﺸﻪ ﮐﻪ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺛﻴﺮ ﻧﻴﺮوﯼ ﮐﺸﺶ وزﻧﻪ اﯼ ﻗﺮار ﮔﺮﻓﺘﻪ ﺑﺎﺷﺪ در ﺁن ﺷﮑﺴﺖ دوﮔﺎﻧﻪ رخ دهﺪ‪.‬‬ ‫ﺑﺎﻻﺧﺮﻩ ﻣﻮادﯼ ﻣﺎﻧﻨﺪ ﻧﻴﺘﺮوﺑﻨﺰن ﺧﺎﺻﻴﺖ ﺷﮑﺴﺖ دوﮔﺎﻧﻪ ﻧ ﺸﺎن ﻣﻴﺪهﻨ ﺪ اﮔ ﺮ در ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ‬ ‫)اﺛﺮﮐﺮ( وﻳﺎ ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ )اﺛﺮ ﮐﻮﺗﻮن ‪ -‬ﻣﻮﺗﻮن( ﻗﺮار ﮔﻴﺮﻧﺪ‪.‬‬ ‫در اﺛﺮ ﮐﺮ اﮔﺮ ﻳﮏ ﻣ ﺎدﻩ ﻋ ﺎﻳﻖ در ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ ﻗ ﺮار ﮔﻴ ﺮد ﻣﺎﻧﻨ ﺪ ﻳ ﮏ ﺑﻠ ﻮر ﺗ ﮏ ﻣﺤ ﻮر‬ ‫ﻋﻤ ﻞ ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ ﮐ ﻪ ﻣﺤ ﻮر اﭘﺘﻴﮑ ﯽ ﺁن ﻣ ﻮازﯼ ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ اﺳ ﺖ در واﻗ ﻊ ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ‬ ‫ﺑﺎﻋﺚ ﻣﯽ ﺷﻮد ﮐﻪ ﻣﺎدﻩ اﻳﺰوﺗﺮپ ﺑﻪ ﺁﻧﻴﺰوﺗﺮپ ﺗﺒﺪﻳﻞ ﺷﻮد‪.‬‬ ‫در اﺛﺮ ﮐﻮﺗﻮن‪ -‬ﻣﻮﺗ ﻮن ﻧﻴ ﺰ اﮔﺮﻣ ﺎﻳﻌﯽ درﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﻳﮑﻨﻮاﺧ ﺖ ﻗﺮارﮔﻴ ﺮد ﻣﺎﻧﻨ ﺪ ﺑﻠﻮرﺗ ﮏ‬ ‫ﻣﺤﻮرﻋﻤﻞ ﻣﯽ ﮐﻨﺪ ﮐﻪ ﻣﺤﻮر اﭘﺘﻴﮑﯽ ﺁن در ﺟﻬﺖ ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ اﺳﺖ‪.‬‬ ‫هﺮ ﭼﻨﺪ ﮐ ﻪ ﺑﻬﺘ ﺮﻳﻦ روش ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﮐ ﺮدن ﻧ ﻮر اﺳ ﺘﻔﺎدﻩ از ﺷﮑ ﺴﺖ دو ﮔﺎﻧ ﻪ اﺳ ﺖ وﻟ ﯽ روﺷ ﻬﺎﯼ‬ ‫دﻳﮕﺮﯼ ﻧﻴﺰ وﺟﻮد دارد ﮐﻪ در ﻣﻮرد ﺁﻧﻬﺎ در اﻳﻨﺠﺎ ﺑﺤﺚ ﻧﻤﯽ ﮐﻨﻴﻢ‪ .‬ﻋﻼوﻩ ﺑﺮ اﻳﻨﮑ ﻪ ﻣﻴﺘ ﻮان ﻧ ﻮر‬ ‫را ﺑﺼﻮرت ﺧﻄﯽ ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﻧﻤﻮد اﻧﻮاع دﻳﮕﺮﯼ ﺑﺮاﯼ ﭘﻼرﻳﺰﻩ وﺟﻮد دارﻧﺪ‪.‬‬

‫‪٣٦‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪ ٧-٣‬ﭘﻼرﻳﺰﻩ داﻳﺮﻩ اﯼ‬ ‫در اﻳﻦ ﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﺎ ﺁﻧﮑﻪ داﻣﻨﻪ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻣﻘﺪار ﺛﺎﺑﺘﯽ دارد وﻟﯽ راﺳ ﺘﺎﯼ ﺁن ﺑ ﺎ زﻣ ﺎن‬ ‫ﺗﻐﻴﻴ ﺮ ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ ودﻳﮕ ﺮ ﻣﺎﻧﻨ ﺪ ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﺧﻄ ﯽ ﺣﺮﮐ ﺖ ﺁن ﻣﺤ ﺪود ﺑ ﻪ ﻳ ﮏ ﺻ ﻔﺤﻪ ﻧﻴ ﺴﺖ‪.‬‬ ‫اﮔﺮﺣﺮﮐ ﺖ ﺑﺮدارداﻣﻨ ﻪ ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ از ﻧﻈ ﺮ ﻧ ﺎﻇﺮﯼ ﮐ ﻪ ﺑ ﻪ ﭼ ﺸﻤﻪ ﻣ ﻮج ﻣ ﯽ ﻧﮕ ﺮد درﺣ ﺎل‬ ‫ﭼ ﺮﺧﺶ در ﺟﻬ ﺖ ﻋﻘﺮﺑ ﻪ ه ﺎﯼ ﺳ ﺎﻋﺖ ﺑ ﺎ ﻓﺮﮐ ﺎﻧﺲ زاوﻳ ﻪ اﯼ ‪ ω‬ﺑﺎﺷ ﺪ ﭼﻨ ﻴﻦ ﻣ ﻮﺟﯽ را ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ‬ ‫داﻳﺮﻩ اﯼ راﺳﺖ ﮔﻮﻳﻨﺪ زﻳﺮا هﻤﭽﻨﺎﻧﮑﻪ ﻣﻮج ﺑﻪ اﻧﺪازﻩ ﻳﮏ ﻃﻮل ﻣﻮج ﭘﻴﺶ ﻣﯽ رود ﺑﺮدار ‪ E‬ﻳﮏ‬ ‫دورﻩ ﮐﺎﻣ ﻞ ﺣ ﻮل ﻣﺤ ﻮر اﻧﺘ ﺸﺎر در ﺟﻬ ﺖ ﻋﻘﺮﺑ ﻪ ه ﺎﯼ ﺳ ﺎﻋﺖ ﻣ ﯽ ﭼﺮﺧ ﺪ ‪.‬هﻤﭽﻨ ﻴﻦ اﮔ ﺮ ‪ E‬در‬ ‫ﺧﻼف ﺟﻬﺖ ﻋﻘﺮﺑﻪ هﺎﯼ ﺳﺎﻋﺖ دوران ﮐﻨﺪ اﻳ ﻦ ﻣ ﻮج را ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ داﻳ ﺮﻩ اﯼ ﭼ ﭗ ﻣ ﯽ ﻧﺎﻣﻨ ﺪ‪ .‬ﻳ ﮏ‬ ‫ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ را ﻣﻴﺘﻮان از ﺗﺮﮐﻴﺐ دو ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ داﻳﺮﻩ اﯼ راﺳ ﺖ وﭼ ﭗ ﺑ ﺎ داﻣﻨ ﻪ ه ﺎﯼ‬ ‫ﻣﺴﺎوﯼ ﺑﺪﺳﺖ ﺁورد ‪ .‬زﻳﺮا ﻣﻌﺎدﻟﻪ ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ راﺳﺖ ﻣﻴﺘﻮاﻧﺪ ﺑﺼﻮرت ‪:‬‬ ‫‪r‬‬ ‫) ‪E1 = iˆEo Cos( Kz − ωt ) + ˆjEo Sin( Kz − ωt‬‬

‫)‪(٢٣-٣‬‬

‫و ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﭼﭗ ﻧﻴﺰ ﺑﺎ ﻣﻌﺎدﻟﻪ‪:‬‬ ‫)‪(٢۴-٣‬‬

‫‪r‬‬ ‫) ‪E2 = iˆEo Cos( Kz − ωt ) − ˆjEo Sin( Kz − ωt‬‬

‫ﺑﺎﺷﺪ و ﺗﺮﮐﻴﺐ ﺁﻧﻬﺎ ‪:‬‬ ‫‪r r‬‬ ‫‪r‬‬ ‫) ‪E = E1 + E 2 = 2iˆEo Cos( Kz − ωt‬‬

‫)‪(٢۵-٣‬‬

‫ﺧﻮاهﺪ ﺷﺪ ﮐﻪ ﻳﮏ ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ اﺳﺖ‪.‬‬

‫‪ ٨-٣‬ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﻴﻀﯽ وار‬ ‫ﺗ ﺎ ﺁﻧﺠﺎﺋﻴﮑ ﻪ ﺑ ﻪ ﺗﻮﺻ ﻴﻒ رﻳﺎﺿ ﯽ ﻣﺮﺑ ﻮط ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد ﻧ ﻮر ﺧﻄ ﯽ و داﻳ ﺮﻩ اﯼ را ﻣﻴﺘ ﻮان ﺣﺎﻟﺘﻬ ﺎﯼ‬ ‫ﺧﺎص ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﻴﻀﯽ وار داﻧﺴﺖ ﻳﻌﻨﯽ ﺣﺎﻟﺘﯽ ﮐﻪ هﻢ ﺑﺮدار ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﺧﻮاهﺪ ﭼﺮﺧﻴﺪ و هﻢ‬ ‫داﻣﻨﻪ اش ﺗﻐﻴﻴﺮ ﺧﻮاهﺪ ﮐﺮد ‪.‬‬ ‫ﺑﻪ ﻋﺒﺎرت دﻳﮕﺮ ﻧﻘﻄ ﻪ اﻧﺘﻬ ﺎﻳﯽ ‪ Ē‬در ﺻ ﻔﺤﻪ اﯼ ﻋﻤ ﻮد ﺑ ﺮ‪) k‬راﺳ ﺘﺎﯼ اﻧﺘ ﺸﺎر ﻣ ﻮج( ﻳ ﮏ ﺑﻴ ﻀﯽ‬ ‫ﺑﻮﺟﻮد ﻣﯽ ﺁورد ‪،‬ﻳﻌﻨﯽ اﮔﺮ ﻓﺮض ﮐﻨﻴﻢ ‪:‬‬

‫‪٣٧‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫)‪(٢۶-٣‬‬

‫) ‪E x = E ox Cos ( Kz − ωt‬‬

‫)‪(٢٧-٣‬‬

‫) ‪E y = E oy Sin ( Kz − ωt‬‬

‫‪2‬‬

‫⎞ ‪⎞ ⎛ Ex‬‬ ‫⎜‪⎟ +‬‬ ‫‪⎟ =1‬‬ ‫⎟ ‪⎟ ⎜E‬‬ ‫⎠ ‪⎠ ⎝ ox‬‬

‫)‪(٢٨-٣‬‬

‫‪⎛ Ey‬‬ ‫⎜‬ ‫‪⎜E‬‬ ‫‪⎝ oy‬‬

‫ﮐﻪ اﻳﻦ ﻣﻌﺎدﻟﻪ ﻳﮏ ﺑﻴﻀﯽ اﺳﺖ ﮐﻪ ﺑﻪ ازاﯼ ‪ E oy = E ox = E o‬ﺧﻮاهﻴﻢ داﺷﺖ ‪:‬‬ ‫)‪(٢٩-٣‬‬

‫‪E y2 + E x2 = Eo2‬‬

‫ﮐﻪ ﻳﮏ داﻳﺮﻩ اﺳﺖ اﮔﺮ‪:‬‬ ‫)‪(٣٠-٣‬‬

‫‪Ex‬‬

‫اﻳﻦ دو‪ ،‬ﺧﻂ راﺳﺖ ﺧﻮاهﻨﺪ ﺑﻮد ﻳﻌﻨﯽ ﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ اﺳﺖ‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ :٧-٣‬ﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﻴﻀﯽ وار‬

‫‪٣٨‬‬

‫‪E oy‬‬ ‫‪E ox‬‬

‫‪Ey = ±‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪ ٩-٣‬اﺛﺮ زﻳﻤﺎن )‪(Zeeman effect‬‬

‫در ﺳﺎل ‪ ١٨٩۶‬زﻳﻤﺎن ﮐﺸﻒ ﮐﺮد ﮐﻪ اﮔﺮ ﺷﻌﻠﻪ ﺳﺪﻳﻢ در ﺑ ﻴﻦ ﻗﻄﺒﻬ ﺎﯼ ﺁهﻨﺮﺑ ﺎﯼ اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ ﻗ ﻮﯼ‬ ‫ﻗﺮارﮔﻴﺮد دو ﺧﻂ زرد ﺑﻄﻮر ﻗﺎﺑﻞ ﻣﻼﺣﻈﻪ اﯼ ﭘﻬﻦ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ ﭘﺲ از ﻣﺪت ﮐﻮﺗﺎهﯽ ﻟﻮرﻧﺘﺲ ﻳ ﮏ‬ ‫ﺗﺌﻮرﯼ ﺳﺎدﻩ ﺑﺮاﯼ اﻳﻦ ﻣﺸﺎهﺪات اراﺋﻪ ﻧﻤ ﻮد ﺑ ﻪ اﻳ ﻦ ﺗﺮﺗﻴ ﺐ ﮐ ﻪ ه ﺮ ﺧ ﻂ ﻃﻴ ﻒ وﻗﺘ ﯽ ﺑ ﻪ ﻣ ﻮازات‬ ‫ﺧﻄﻮط ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ ﺑﺎﻳﺪ ﺑﻪ دو ﻣﻮﻟﻔﻪ و وﻗﺘﯽ ﻋﻤﻮد ﺑ ﺮ ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ‬ ‫ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﮔﺮدد ﺑﺎﻳﺪ ﺑﻪ ﺳﻪ ﻣﻮﻟﻔﻪ ﺷﮑﺎﻓﺘﻪ ﺷﻮد هﻤﭽﻨﻴﻦ در راﺳﺘﺎﯼ ﻃﻮﻟﯽ )ﻣ ﻮازﯼ ﻣﻴ ﺪان ( ﺧﻄ ﻮط‬ ‫ﺷﮑﺎﻓﺘﻪ ﺷﺪﻩ ﻃﻴﻒ ﭘﻼرﻳﺰﻩ داﻳﺮﻩ اﯼ هﺴﺘﻨﺪ در ﺣﺎﻟﻴﮑ ﻪ در راﺳ ﺘﺎﯼ ﻋﺮﺿ ﯽ ﺧﻄ ﻮط ﺷ ﮑﺎﻓﺘﻪ ﺷ ﺪﻩ‬ ‫ﻃﻴﻒ ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ ﻣ ﯽ ﺑﺎﺷ ﻨﺪ ﺑ ﺎ ﭘﻴ ﺸﺮﻓﺖ ﺷ ﺮاﻳﻂ ﺗﺠﺮﺑ ﯽ اﻳ ﻦ ﻧﺘ ﺎﻳﺞ ﺗﻮﺳ ﻂ زﻳﻤ ﺎن ‪ -‬ﭘﺮﻳ ﺴﺘﻮن‬ ‫دﻳﮕﺮان ﺑﺮاﯼ ﺑﻌﻀﯽ ﻃﻴﻒ هﺎﯼ ﺧﻄﯽ اﺛﺒﺎت ﺷﺪﻧﺪ‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ‪ :٨-٣‬ﺁزﻣﺎﻳﺶ اﺛﺮ زﻳﻤﺎن‬

‫در ﺗﺌﻮرﯼ ﻟﻮرﻧﺘﺲ اﻟﮑﺘﺮوﻧﻬﺎ در ﻣﺎدﻩ ﻣﺴﺌﻮل ﺗﺎﺑﺶ اﻣﻮاج ﻧ ﻮرﯼ در ﻧﻈ ﺮ ﮔﺮﻓﺘ ﻪ ﺷ ﺪﻧﺪ ‪ .‬ﺑ ﻪ اﻳ ﻦ‬ ‫ﺗﺮﺗﻴ ﺐ اﮔ ﺮ ﻓ ﺮض ﺷ ﻮد اﻟﮑﺘ ﺮون در ﻣ ﺪار داﻳﺮه ﺎﯼ ﺣ ﻮل ه ﺴﺘﻪ در ﺣ ﺎل ﺣﺮﮐ ﺖ ﺑﺎﺷ ﺪ واﺗ ﻢ در‬ ‫ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﺧﺎرﺟﯽ ‪ B‬ﮐﻪ ﻋﻤﻮد ﺑ ﺮ ﺻ ﻔﺤﻪ ﺣﺮﮐ ﺖ اﻟﮑﺘ ﺮون اﺳ ﺖ ﻗ ﺮار ﮔﻴ ﺮد‪ ،‬اﻟﮑﺘ ﺮون‬ ‫ﺑﺎﻳﺪ ﺳ ﺮﻋﺘﺶ را در ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ اﻓ ﺰاﻳﺶ ﻳ ﺎ ﮐ ﺎهﺶ ده ﺪ ﺑ ﺪون ﺁﻧﮑ ﻪ ﺷ ﻌﺎع داﻳ ﺮﻩ ﻣ ﺴﻴﺮ ﺁن‬ ‫ﺗﻐﻴﻴﺮ ﮐﻨﺪ ﺗﺎ ﺗﻌﺎدل دﻳﻨﺎﻣﻴﮑﯽ ﺣﻔﻆ ﮔﺮدد‪.‬‬ ‫‪٣٩‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﻋﺎﻣ ﻞ ﺣﺮﮐ ﺖ داﻳ ﺮﻩ اﯼ اﻟﮑﺘ ﺮون ﺣ ﻮل ه ﺴﺘﻪ در ﻏﻴ ﺎب ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﻧﻴ ﺮوﯼ ﮐ ﻮﻟﻨﯽ اﺳ ﺖ‬ ‫ﻳﻌﻨﯽ‪:‬‬ ‫‪FC = mrω o2‬‬

‫)‪(٣١-٣‬‬ ‫ﮐﻪ در ﺁن ‪ m‬ﺟﺮم اﻟﮑﺘﺮون و ‪ r‬ﺷﻌﺎع داﻳﺮﻩ ﻣﺴﻴﺮﺁن اﺳﺖ‪:‬‬

‫وﻗﺘﯽ اﺗﻢ در ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﺧﺎرﺟﯽ ﻗﺮار ﻣﯽ ﮔﻴﺮد ﻋﻼوﻩ ﺑﺮ ﻧﻴﺮوﯼ ﮐﻮﻟﻨﯽ ﻧﻴﺮوﯼ ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ‬ ‫ﻋﻤﻮد ﺑﺮ راﺳﺘﺎﯼ ﺣﺮﮐﺖ اﻟﮑﺘﺮون ﺑﻪ ﺁن اﻋﻤﺎل ﻣﯽ ﺷﻮد در ﻧﺘﻴﺠ ﻪ ‪:‬‬ ‫)‪(٣٢-٣‬‬

‫‪FC ± FB = mrω 2‬‬

‫)ﻋﻼﻣ ﺖ ﻣﺜﺒ ﺖ و ﻣﻨﻔ ﯽ ﺑ ﺴﺘﮕﯽ ﺑ ﻪ ﺟﻬ ﺖ ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ دارد ( ﻳﻌﻨ ﯽ ﺑﺎﻋ ﺚ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد ﮐ ﻪ‬ ‫ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ زاوﻳﻪ اﯼ ﭼﺮﺧﺶ از ‪ ωo‬ﺑﻪ ‪ ω‬ﺗﻐﻴﻴﺮ ﮐﻨﺪ ﺑﺪون ﺁﻧﮑﻪ ﺷﻌﺎع داﻳﺮﻩ ﻣﺴﻴﺮ ﺗﻐﻴﻴﺮ ﮐﺮدﻩ ﺑﺎﺷﺪ‪.‬‬ ‫‪r‬‬

‫از ﺁﻧﺠﺎﺋﻴﮑﻪ ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ‪ B‬ﺑﺮ ﺻﻔﺤﻪ ﺣﺮﮐﺖ اﻟﮑﺘﺮون ﻋﻤﻮد اﺳﺖ و ﺑﺎ اﺳﺘﻔﺎدﻩ از راﺑﻄﻪ ‪:‬‬ ‫‪r‬‬ ‫‪r r‬‬ ‫‪FB = qV × B‬‬

‫)‪(٣٣-٣‬‬ ‫ﺧﻮاهﻴﻢ داﺷﺖ‪:‬‬

‫‪FB = eVB = erωB‬‬

‫)‪(٣۴-٣‬‬ ‫و ﺑﺎ ﺟﺎ ﮔﺬارﯼ ‪ FC‬و ‪ FB‬در ﻣﻌﺎدﻟﻪ )‪ (٣-٣٢‬ﺧﻮاهﻴﻢ داﺷﺖ ‪:‬‬ ‫)‪(٣۵-٣‬‬

‫‪mrω o2 ± eVB = mrω 2‬‬

‫)‪(٣۶-٣‬‬

‫‪mrω 2 − mrω o2 = ± erωB‬‬

‫‪eωB‬‬ ‫‪m‬‬

‫)‪(٣٧-٣‬‬ ‫‪eωB‬‬ ‫‪m‬‬

‫)‪(٣٧-٣‬‬

‫‪ω 2 − ω o2 = ±‬‬

‫‪(ω + ω o )(ω − ω o ) = ±‬‬

‫ﭼﻮن اﺧﺘﻼف ﺑﻴﻦ ‪ ω‬و ‪ ωo‬ﻳﻌﻨﯽ ‪ ∆ω = ω − ω o‬ﮐﻮﭼﮏ اﺳﺖ ﻣﻴﺘﻮان ﻓﺮض ﮐﺮد‪:‬‬ ‫‪ω + ω o ≈ 2ω‬‬

‫)‪(٣٩-٣‬‬ ‫در ﻧﺘﻴﺠﻪ‪:‬‬

‫‪eω B‬‬ ‫‪m‬‬

‫)‪(۴٠-٣‬‬

‫‪٤٠‬‬

‫‪2ω∆ω ≈ ±‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪eB‬‬ ‫‪2m‬‬

‫)‪(۴١-٣‬‬

‫‪∆ω ≈ ±‬‬

‫وﻳﺎ ‪:‬‬ ‫‪eB‬‬ ‫‪4πm‬‬

‫)‪(۴٢-٣‬‬

‫‪∆γ = ±‬‬

‫ﻳﻌﻨ ﯽ در اﺛ ﺮ ﻋﺮﺿ ﯽ ﻳ ﮏ ﺧ ﻂ ﻃﻴﻔ ﯽ ﺑ ﻪ ﺳ ﻪ ﺧ ﻂ ﺷ ﮑﺎﻓﺘﻪ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮ د‪ ،‬اﮔ ﺮ ﻓﺮﮐ ﺎﻧﺲ ﻧ ﻮر ‪γ o‬‬

‫ﺑﺎﺷ ﺪﺧﻄﻮط ‪ γ o + ∆γ‬و ‪ γ o‬و ‪ γ o − ∆γ‬ﻣ ﺸﺎهﺪ ﻩ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮﻧﺪ و در اﺛﺮﻃ ﻮﻟﯽ ‪ γ o + ∆γ‬و‬ ‫‪ γ o − ∆γ‬ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﺧﻮاهﻨﺪ ﺷﺪ ‪.‬‬ ‫ﺑﻄﻮر ﺧﻼﺻﻪ وﻗﺘ ﯽ ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ روﯼ ﺧﻄ ﻮط ﻃﻴ ﻒ ﺗ ﺄﺛﻴﺮ ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ اﻳ ﻦ اﺛ ﺮ ﻣ ﺸﺎهﺪﻩ ﻣ ﯽ‬ ‫ﮔﺮدد ﮐﻪ ﻧﺘﺎﻳﺞ ﺑﺴﺘﮕﯽ ﺑﻪ راﺳﺘﺎﯼ ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ دارد‪ ،‬ﻳﻌﻨ ﯽ وﻗﺘ ﯽ ﮐ ﻪ ﻣﻨﺒ ﻊ ﻧ ﻮر در راﺳ ﺘﺎﯼ‬ ‫ﺧﻄﻮط ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد )اﺛﺮ ﻃﻮﻟﯽ ( در اﻳﻦ راﺳﺘﺎ ﻓﻘﻂ ‪ γ o + ∆γ‬و ‪γ o − ∆γ‬‬

‫ﻣﺸﺎهﺪ ﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد ﮐﻪ ﭘﻼرﻳﺰﻩ داﻳﺮﻩ اﯼ راﺳ ﺖ ﻳ ﺎ ﭼ ﭗ ه ﺴﺘﻨﺪ وﻓﺮﮐ ﺎﻧﺲ ‪ γ o‬ﻗﺎﺑ ﻞ ﻣ ﺸﺎهﺪﻩ ﻧﻴ ﺴﺖ‬ ‫زﻳﺮا راﺳﺘﺎﯼ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﺁن ﻣﻮازﯼ ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ اﺳﺖ‪.‬‬

‫‪ ١٠-٣‬اﺛﺮ اﺳﺘﺎرﮎ‬ ‫ﭼﻨﺪ ﺳﺎل ﺑﻌﺪ از اﻳﻨﮑﻪ زﻳﻤﺎن ﺷﮑﺎﻓﺘﮕﯽ ﺧﻄﻮط ﻃﻴﻒ در ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ را ﮐﺸﻒ ﮐ ﺮد درﺳ ﺎل‬ ‫‪ ١٩١٣‬اﺳﺘﺎرﮎ ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﮐﺮد وﻗﺘﯽ اﺗﻢ هﻴﺪروژن در ﻳﮏ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﺧﺎرﺟﯽ ﺗﺤﺮﻳ ﮏ ﺷ ﻮد‬ ‫) ‪ ( ~100 kV/cm‬هﺮ ﺧﻂ ﻃﻴﻒ ﺑﻪ ﺻﻮرت ﻣﺘﻘ ﺎرن ﺷ ﮑﺎﻓﺘﻪ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد ‪ .‬اﺛ ﺮ اﺳ ﺘﺎرﮎ ﻧﻴ ﺰ ﺑ ﻪ دو‬ ‫ﺷ ﮑﻞ ﻋﺮﺿ ﯽ وﻃ ﻮﻟﯽ ﻣﻴﺘﻮاﻧ ﺪ ﻣ ﺸﺎهﺪ ﺷ ﻮد در اﺛ ﺮ ﻋﺮﺿ ﯽ ﺑﻌ ﻀﯽ ﻣﺆﻟﻔ ﻪ ه ﺎ ﺑ ﺼﻮرت ﺧﻄ ﯽ‬ ‫ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ ﮐﻪ ﺑﻌﻀﯽ از ﺁﻧﻬﺎ ﺑ ﺮدار ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ ﻣ ﻮازﯼ ﻣﻴ ﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑ ﯽ ﺧ ﺎرﺟﯽ‬ ‫ودر ﺑﻌﻀﯽ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻋﻤﻮد ﺑﺮ ﻣﻴﺪان ﺧﺎرﺟﯽ اﺳﺖ در اﺛﺮ ﻃﻮﻟﯽ ﺗﻨﻬﺎ ﻣﺆﻟﻔﻪ ه ﺎﯼ ﻋﻤ ﻮد‬ ‫ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﺑﺮ راﺳﺘﺎﯼ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﺧﺎرﺟﯽ ﻧﻮر ﻣﻌﻤﻮﻟﯽ ﻏﻴﺮﻩ ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﻇ ﺎهﺮ ﺧﻮاهﻨ ﺪ‬ ‫ﺷﺪ‪.‬‬ ‫ﺗﺌﻮرﯼ اﺛﺮ اﺳﺘﺎرﮎ ﻓﻘ ﻂ از ﻃﺮﻳ ﻖ ﻣﮑﺎﻧﻴ ﮏ ﮐﻮاﻧﺘ ﻮﻣﯽ ﻗﺎﺑ ﻞ ﺑﺮرﺳ ﯽ اﺳ ﺖ ﮐ ﻪ در اﻳﻨﺠ ﺎ ﻣﻄ ﺮح‬ ‫ﻧﻤﯽ ﺷﻮد‪.‬‬

‫‪٤١‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪ ١١-٣‬ﻓﻌﺎﻟﻴﺖ ﻧﻮرﯼ‬ ‫در ﺳﺎل ‪ ١٨١١‬ﺁرﮔﻮ ﻓﻴﺰﻳﮑﺪان ﻓﺮاﻧﺴﻮﯼ ﺑﺮاﯼ اوﻟﻴﻦ ﺑﺎر ﭘﺪﻳﺪﻩ اﯼ را ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﮐﺮد ﮐﻪ اﻣ ﺮوز ﺑ ﻪ‬ ‫ﻓﻌﺎﻟﻴ ﺖ ﻧ ﻮرﯼ ﻣ ﺸﻬﻮر اﺳ ﺖ او ﮐ ﺸﻒ ﮐ ﺮد وﻗﺘ ﯽ ﻳ ﮏ ﺑﺎرﻳﮑ ﻪ ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﺧﻄ ﯽ در راﺳ ﺘﺎﯼ‬ ‫ﻣﺤﻮر ﻧﻮرﯼ ﻳﮏ ﺻﻔﺤﮥ ﮐﻮارﺗﺰ ﻣﻨﺘﺸﺮ ﻣﯽ ﺷﻮد ﺻﻔﺤﻪ ارﺗﻌﺎش ﺁن ﭼﺮﺧﺸﯽ ﭘﻴﻮﺳﺘﻪ ﭘﻴﺪا ﺧﻮاهﺪ‬ ‫ﮐ ﺮد ‪.‬ﺗﻘﺮﻳﺒ ّﺎ در هﻤ ﺎن زﻣ ﺎن ﺑﻴ ﻮ)‪ (Bio‬هﻤ ﻴﻦ ﭘﺪﻳ ﺪﻩ را هﻨﮕ ﺎم ﮐ ﺎر ﺑ ﺎ ﺑﺨ ﺎر وﻣ ﺎﻳﻊ ﺑﻌ ﻀﯽ ﻣ ﻮاد‬ ‫ﻃﺒﻴﻌ ﯽ ﻣ ﺸﺎهﺪﻩ ﮐ ﺮد‪ .‬ه ﺮ ﻣ ﺎدﻩ اﯼ از اﻳ ﻦ ﻧ ﻮع ﮐ ﻪ ﺑﺎﻋ ﺚ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد ﻣﻴ ﺪان ‪ E‬ﻳ ﮏ ﻣ ﻮج ﺗﺨ ﺖ‬ ‫ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ ﺑﭽﺮﺧﺪ ﻣﯽ ﮔﻮﻳﻨﺪ ﻓﻌﺎﻟﻴﺖ ﻧﻮرﯼ دارد‪ ،‬ﺑﻌﻼوﻩ هﻤﺎﻧﻄﻮر ﮐﻪ ﺑﻴ ﻮ درﻳﺎﻓ ﺖ ﻧ ﺎﻇﺮ ﺑﺎﻳ ﺪ‬ ‫ﭼﺮﺧﺶ راﺳﺘﮕﺮد و ﭼﭙﮕﺮد را از ه ﻢ ﺟ ﺪا ﮐﻨ ﺪ ‪ .‬اﮔ ﺮ در هﻨﮕ ﺎم ﻧﮕ ﺎﻩ ﮐ ﺮدن در اﻣﺘ ﺪاد ﭼ ﺸﻤﻪ ﺑ ﻪ‬ ‫ﻧﻈﺮ ﺑﺮﺳﺪ ﮐﻪ ﺻﻔﺤﻪ ارﺗﻌﺎش در ﺟﻬﺖ ﻋﻘﺮﺑﻪ هﺎﯼ ﺳﺎﻋﺖ ﭼﺮﺧﻴﺪﻩ اﻳ ﻦ ﻣ ﺎدﻩ را راﺳ ﺘﮕﺮد ﻳ ﺎ ‪-d‬‬ ‫ﮔﺮدان ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد وﺑﻪ ﻋﮑﺲ ﻣﺎدﻩ را ﭼﭙﮕﺮد ﻳﺎ ‪ -L‬ﮔﺮدان ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ‪.‬‬ ‫ﻓﺮﻧ ﻞ در ﺳ ﺎل ‪ ١٨٢۵‬ﺑ ﺪون ﻣﺮاﺟﻌ ﻪ ﺑ ﻪ ﺳ ﺎزوﮐﺎر واﻗﻌ ﯽ ﭘﺪﻳ ﺪﻩ ﻳ ﮏ اﻳ ﺪﻩ از ﻓﻌﺎﻟﻴ ﺖ ﻧ ﻮرﯼ را‬ ‫ﭘﻴﺸﻨﻬﺎد ﮐﺮد ﺑﺎ ﺗﻮﺟﻪ ﺑﻪ اﻳﻨﮑﻪ ﻳﮏ ﻣﻮج ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ را ﻣﻴﺘﻮان ﺗﺮﮐﻴﺐ دو ﻣ ﻮج ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ داﻳ ﺮﻩ‬ ‫اﯼ راﺳﺖ وﭼﭗ در ﻧﻈﺮ ﮔﺮﻓﺖ‪ ،‬او در ﻧﻈﺮ ﮔﺮﻓﺖ ﮐﻪ اﻳﻦ دو ﻧﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ داﻳ ﺮﻩ اﯼ ﺑ ﺎ ﺳ ﺮﻋﺖ‬ ‫هﺎﯼ ﻣﺨﺘﻠﻒ در اﻳﻦ ﻧﻮع ﻣﻮاد ﻣﻨﺘﺸﺮ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ‪ ،‬ﻳﻌﻨﯽ ﻣ ﺎدﻩ ﺧﺎﺻ ﻴﺖ ﻳ ﮏ ﻣ ﺎدﻩ ﻓﻌ ﺎل دو ﺷﮑ ﺴﺘﯽ‬ ‫داﻳ ﺮﻩ اﯼ را ﻧ ﺸﺎن ﻣ ﯽ ده ﺪ‪ ،‬ﻳﻌﻨ ﯽ داراﯼ دو ﺿ ﺮﻳﺐ ﺷﮑ ﺴﺖ ‪ n R‬ﺑ ﺮاﯼ ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ داﻳ ﺮﻩ اﯼ‬ ‫راﺳ ﺘﮕﺮد و ‪ n L‬ﺑ ﺮاﯼ ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ داﻳ ﺮﻩ اﯼ ﭼﭙﮕ ﺮد اﺳ ﺖ ‪ .‬در ﻧﺘﻴﺠ ﻪ زاوﻳ ﮥ ﭼ ﺮﺧﺶ ‪ β‬در‬ ‫ﻣﺤﻴﻄﯽ ﮐﻪ ﺿﺨﺎﻣﺖ ﺁن ‪ d‬ﺑﺎﺷﺪ از راﺑﻄﻪ‪:‬‬ ‫‪πd‬‬ ‫) ‪(n L − n R‬‬ ‫‪λo‬‬

‫)‪(۴٣-٣‬‬

‫=‪β‬‬

‫ﺑﺪﺳﺖ ﻣﯽ ﺁﻳﺪ ﮐﻪ اﮔﺮ ‪ β‬ﻣﺜﺒﺖ ﺑﺎﺷﺪ ﻳﺎ ‪ nL > nR‬ﻣﺎدﻩ ‪ -d‬ﮔﺮدان و اﮔ ﺮ ‪ nR > nL‬ﻣ ﺎدﻩ ‪ -L‬ﮔ ﺮدان‬ ‫ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد ‪ .‬دراﻳﻦ راﺑﻄﻪ ‪ λo‬ﻃﻮل ﻣﻮج ﻧﻮردرهﻮا ﻳﺎ ﺧﻼء اﺳ ﺖ ‪ β‬را ﺗ ﻮان ﮔ ﺮدان ﻣ ﺎدﻩ ﻣ ﯽ‬ ‫ﻧﺎﻣﻨﺪ وازﺁﻧﺠﺎ ﺗﻮان ﮔﺮدان وﻳﮋﻩ را ﺗﻌﺮﻳﻒ ﻣﯽ ﮐﻨﻨﺪ ﮐﻪ ﺑﺮاﺑﺮ‪:‬‬ ‫‪π‬‬ ‫) ‪(n L − n R‬‬ ‫‪λo‬‬

‫)‪(۴۴-٣‬‬

‫=‬

‫‪β‬‬ ‫‪d‬‬

‫ﺑﻠﻮرهﺎﻳﯽ ﻣﺎﻧﻨﺪ ﮐﻮارﺗﺰ ه ﻢ داراﯼ ﺧﺎﺻ ﻴﺖ ﻓﻌﺎﻟﻴ ﺖ ﻧ ﻮرﯼ وه ﻢ ﺧﺎﺻ ﻴﺖ ﺷﮑ ﺴﺖ دوﮔﺎﻧ ﻪ دارﻧ ﺪ‬ ‫اﮔﺮ ﻋﻤﻮد ﺑﺮ ﻣﺤﻮر ﺗﺮاش دادﻩ ﺷﻮﻧﺪ ﺧﺎﺻﻴﺖ ﺷﮑ ﺴﺖ دو ﮔﺎﻧ ﻪ از ﺑ ﻴﻦ ﻣ ﯽ رود وﻓﻌﺎﻟﻴ ﺖ ﻧ ﻮرﯼ‬ ‫ﺑﺎﻗﯽ ﻣﯽ ﻣﺎﻧﺪ وﻟﯽ ﺑﻌﮑﺲ اﮔﺮ ﺗﻴﻐﻪ در اﻣﺘﺪاد ﻣﺤ ﻮر ﺗ ﺮاش دادﻩ ﺷ ﻮﻧﺪ ﻓﻌﺎﻟﻴ ﺖ ﻧ ﻮرﯼ از ﺑ ﻴﻦ ﻣ ﯽ‬

‫‪٤٢‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫رود ﺧﺎﺻ ﻴﺖ ﺷﮑ ﺴﺖ دو ﮔﺎﻧ ﻪ ﺑ ﺎﻗﯽ ﻣ ﯽ ﻣﺎﻧ ﺪ‪ .‬ﺑﻠﻮره ﺎﯼ دو ﺷﮑ ﺴﺘﯽ دﻳﮕ ﺮﯼ ﻧﻴ ﺰ ﮐ ﻪ از ﻧﻈ ﺮ‬ ‫ﻧﻮرﯼ ﻓﻌﺎل هﺴﺘﻨﺪ )ﻳﮏ ﻣﺤﻮر ﻳﺎ دو ﻣﺤﻮر( ﻧﻴﺰ وﺟﻮد دارﻧﺪ در ﻣﻘﺎﺑ ﻞ ‪ NaClO3‬از ﻟﺤ ﺎظ ﻧ ﻮرﯼ‬ ‫ﻓﻌﺎل اﺳﺖ وﻟﯽ دوﺷﮑﺴﺘﯽ ﻧﻴﺴﺖ ‪ .‬ﺗﻮان ﮔﺮدان ﻣﺤﻠﻮﻟﻬﺎ ﻧﺴﺒﺖ ﺑ ﻪ ﻏﻠﻈﺘ ﺸﺎن ﺗﻐﻴﻴ ﺮ ﻣ ﯽ ﮐﻨ ﺪ‪ .‬اﮔ ﺮ‬ ‫ﻧﻤﻮﻧﻪ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر ﺳﻔﻴﺪ ﻗﺮار ﮔﻴ ﺮد ﭼ ﻮن ‪ β‬ﺗ ﺎﺑﻌﯽ از ‪ λo‬اﺳ ﺖ رﻧﮕﻬ ﺎﯼ ﻧ ﻮر ﺗﺠﺰﻳ ﻪ ﺷ ﺪﻩ در‬ ‫ﺧﺮوج ﻇﺎهﺮ ﻣﯽ ﮔﺮدﻧﺪ د ﮐﻪ اﻳﻦ ﭘﺪﻳﺪﻩ را ﭘﺎﺷﻨﺪﮔﯽ ﮔﺮدان ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ‪.‬‬

‫‪ ١٢-٣‬اﺛﺎر ﻣﮕﻨﺘﻮ اﭘﺘﻴﮏ‬ ‫دﺳ ﺘﻪ اﯼ از ﺁزﻣﺎﻳ ﺸﺎت اﭘﺘﻴﮑ ﯽ ﮐ ﻪ در ﺁﻧﻬ ﺎ ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﺑﮑﺎرﮔﺮﻓﺘ ﻪ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد‪ ،‬اﺛ ﺎر ﻣﮕﻨﺘ ﻮ‬ ‫اﭘﺘﻴﮏ ﻧﺎﻣﻴﺪﻩ ﻣﯽ ﺷﻮﻧﺪ اﻳﻦ اﺛﺎر ﻋﺒﺎرﺗﻨﺪ از‪:‬‬ ‫‪ .١‬اﺛﺮ زﻳﻤﺎن‬ ‫‪ .٢‬اﺛﺮ ﻣﻌﮑﻮس زﻳﻤﺎن‬ ‫‪ .٣‬اﺛﺮ وُﻳﺖ‬ ‫‪ .۴‬اﺛﺮ ﮐﻮﺗﻮن ‪ -‬ﻣﻮﺗﻮن‬ ‫‪ .۵‬اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ‬ ‫‪ .۶‬اﺛﺮ ﮐِﺮ‬ ‫ﻗﺒﻼ اﺛﺮ زﻳﻤﺎن و ﮐﻮﺗﻮن‪ -‬ﻣﻮﺗﻮن ﺷﺮح دادﻩ ﺷﺪﻩ اﺳﺖ ﺑﻨﺎﺑﺮاﻳﻦ در اﻳﻨﺠﺎ اﺑﺘﺪا ﺑﻄ ﻮر ﻣﺨﺘ ﺼﺮ ﺑ ﻪ‬ ‫اﺛﺮ ﻣﻌﮑﻮس زﻳﻤﺎن و اﺛﺮ وُﻳﺖ ﺧﻮاهﻴﻢ ﭘﺮداﺧﺖ ﺳﭙﺲ اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ و اﺛ ﺮ ِﮐ ﺮ ﺑﺮرﺳ ﯽ ﺧﻮاهﻨ ﺪ‬ ‫ﺷ ﺪ‪ ،‬زﻳ ﺮا ﻏﺎﻟﺒ ّﺎ از اﻳ ﻦ دو اﺛ ﺮ در ﺑﺮرﺳ ﯽ ه ﺎﯼ ﻣﮕﻨﺘ ﻮ اﭘﺘﻴﮑ ﯽ ﺑﺨ ﺼﻮص ﺑ ﺮاﯼ ﻣ ﻮاد ﻓ ﺮو‬ ‫ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ اﺳﺘﻔﺎدﻩ ﻣﯽ ﺷﻮد‪.‬‬

‫‪ ١-١٢-٣‬اﺛﺮ ﻣﻌﮑﻮس زﻳﻤﺎن‬ ‫وﻗﺘﯽ ﻧﻮر ﺳﻔﻴﺪ از داﺧﻞ ﺑﺨﺎر ﻣﺎدﻩ اﯼ ﮐﻪ در ﻳ ﮏ ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﻳﮑﻨﻮاﺧ ﺖ ﻗ ﺮار ﮔﺮﻓﺘ ﻪ ﻣ ﯽ‬ ‫ﮔﺬرد و ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻃﺒﻴﻌﯽ ﺗ ﺸﺪﻳﺪ ﻣ ﺎدﻩ در ﻏﻴ ﺎب ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ‪ γ o‬ﺑﺎﺷ ﺪ در ﻧ ﻮر ﺧﺮوﺟ ﯽ اﻳ ﻦ‬ ‫ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ‪ ،‬ﺟﺬب ﺑﺨﺎر ﺷﺪﻩ و اﺛﺮﺁن در ﻃﻴﻒ ﺧﺮوﺟﯽ ﻧﻮار ﺗ ﺎرﻳﮑﯽ اﺳ ﺖ ﮐ ﻪ در اﻳ ﻦ ﻧﺎﺣﻴ ﻪ دﻳ ﺪﻩ‬

‫‪٤٣‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﻣﯽ ﺷﻮد ‪ .‬اﻣﺎ در ﺣﻀﻮر ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻣﺆﻟﻔﻪ هﺎﯼ اﺛ ﺮ زﻳﻤ ﺎن )ﻃ ﻮﻟﯽ وﻋﺮﺿ ﯽ ( ﺑ ﺼﻮرت‬ ‫ﻧﻮارهﺎﯼ ﺗﺎرﻳﮑﯽ در ﻃﻴﻒ ﻣﺸﺎهﺪﻩ ﺧﻮاهﻨﺪ ﺷﺪ ‪.‬‬

‫‪ ٢-١٢-٣‬اﺛﺮ وُﻳﺖ )‪ (Voigt effect‬ﻳﺎ اﺛﺮ ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ دو ﺷﮑﺴﺘﯽ‬ ‫در ﺳﺎل ‪ ١٩٢٠‬وُﻳﺖ ﮐﺸﻒ ﮐﺮد وﻗﺘﯽ در ﻳﮏ ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻗﻮﯼ از ﺑﺨ ﺎر ﻳ ﮏ ﻣ ﺎدﻩ‪ ،‬ﻧ ﻮرﯼ‬ ‫ﻋﻤﻮد ﺑﺮ ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻋﺒﻮر ﻣﯽ ﮐﻨﺪ‪ .‬ﺑﺨﺎر دو ﺷﮑﺴﺘﯽ ﺧﻮاهﺪ ﺷﺪ‪ .‬اﻳﻦ اﺛﺮ در راﺑﻄﻪ ﺑﺎ اﺛ ﺮ‬ ‫ﻋﺮﺿﯽ زﻳﻤﺎن اﺳﺖ هﻤﺎﻧﻄﻮر ﮐﻪ ﺧﻮاهﻴﻢ دﻳﺪ‪ ،‬اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ ﺑﺎ اﺛﺮ ﻃ ﻮﻟﯽ زﻳﻤ ﺎن راﺑﻄ ﻪ دارد ‪ .‬ﺑ ﻪ‬ ‫اﻳﻦ ﺗﺮﺗﻴﺐ ﮐﻪ اﮔﺮ ﺑﺨﺎر داراﯼ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﺗﺸﺪﻳﺪ ‪ γ o‬ﺑﺎﺷﺪ وﻗﺘ ﯽ ﺑﺨ ﺎر درﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﺧ ﺎرﺟﯽ‬ ‫ﻗﺮارﻣﯽ ﮔﻴﺮد ‪ γ o‬ﺑﻪ ﺳﻪ ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ‪ γ o , γ 1‬و ‪ γ 2‬ﺷﮑﺎﻓﺘﻪ ﻣﯽ ﺷﻮد‬ ‫وﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﺑﺨﺎر ﺑﺮاﯼ ﻓﺮﮐﺎﻧ ﺴﻬﺎﯼ ‪ γ 1‬و ‪ γ 2‬ﻣﺘﻔ ﺎوت ﺑ ﺎ ﺿ ﺮﻳﺐ ﺷﮑ ﺴﺖ ﺑﺨ ﺎر ﺑ ﺮاﯼ ‪γ o‬‬

‫اﺳﺖ دراﻳﻨﺠﺎ ﺑﺨﺎر ﺧﺎﺻﻴﺖ دو ﺷﮑﺴﺘﯽ ﺷﺒﻴﻪ ﺑﻪ ﻳﮏ ﺑﻠﻮر ﺗﮏ ﻣﺤﻮر از ﺧﻮد ﻧ ﺸﺎن ﻣ ﯽ ده ﺪ ﮐ ﻪ‬ ‫ﻣﺤﻮر ﻧﻮرﯼ ﺁن در اﻣﺘﺪاد ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ﻳﻌﻨﯽ ﻋﻤﻮد ﺑﺮ اﻣﺘﺪاد ﺑﺎرﻳﮑﮥ ﻧﻮر اﺳﺖ ‪ .‬دو ﺿ ﺮﻳﺐ‬ ‫ﺷﮑ ﺴﺖ دراﻳ ﻦ ﺣ ﺎﻻت ﺑ ﺎ وﺿ ﻴﻌﺖ ه ﺎﻳﯽ ﮐ ﻪ در ﺁن ﺻ ﻔﺤﮥ ارﺗﻌ ﺎش ﻣ ﻮج ﺑ ﺮ ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ‬ ‫ﺛﺎﺑ ﺖ ﻋﻤ ﻮد ﻳ ﺎ ﻣ ﻮازﯼ ﺁن ﺑﺎﺷ ﺪ‪ ،‬ﻣﺘﻨ ﺎﻇﺮ اﺳ ﺖ واﺧ ﺘﻼف ‪ ∆n‬ﺑ ﺎ ﻣﺠ ﺬور در ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ‬ ‫اﻋﻤﺎل ﺷﺪﻩ ﻣﺘﻨﺎﺳﺐ اﺳﺖ ‪.‬‬

‫‪ ٣-١٢-٣‬اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ )‪(Faraday effect‬‬

‫ﻣﺎﻳﮑﻞ ﻓ ﺎرادﯼ در ﺳ ﺎل‪ ١٨۴۵‬درﻳﺎﻓ ﺖ ﮐ ﻪ اﮔ ﺮ ﺑ ﻪ ﻳ ﮏ ﻗﻄﻌ ﻪ ﺷﻴ ﺸﻪ در ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﻗ ﻮﯼ‬ ‫ﻗﺮار دارد وﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ در اﻣﺘ ﺪاد ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ ﺑ ﻪ ﺁن ﺗﺎﺑﻴ ﺪﻩ ﺷ ﻮد‪ ،‬ﺻ ﻔﺤﻪ ارﺗﻌ ﺎش‬ ‫ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﺧﻄ ﯽ ﭼﺮﺧﻴ ﺪﻩ و از ﺷﻴ ﺸﻪ ﺧ ﺎرج ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد ‪ .‬اﻳ ﻦ اﺛ ﺮرا اﺛ ﺮ ﻓ ﺎرادﯼ ﻳ ﺎ اﺛ ﺮ‬ ‫ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ‪ -‬ﻧﻮرﯼ ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ‪ .‬اﻳﻦ اﺛﺮ ﮔﺮﭼ ﻪ ﻧ ﺸﺎن دهﻨ ﺪﻩ ﻓﻌﺎﻟﻴ ﺖ ﻧ ﻮرﯼ اﺳ ﺖ وﻟ ﯽ ﻳ ﮏ اﺧ ﺘﻼف‬ ‫ﻣﻬﻢ ﺑﻴﻦ اﻳﻦ اﺛﺮ وﻓﻌﺎﻟﻴﺖ ﻧﻮرﯼ وﺟﻮد دارد‪.‬‬ ‫زاوﻳﻪ ‪) θ‬ﺑﺮ ﺣﺴﺐ دﻗﻴﻘﻪ ﻗﻮﺳﯽ ( ﮐﻪ ﻧﺸﺎن دهﻨﺪ َﻩ ﭼﺮﺧﺶ ﺻﻔﺤﻪ ارﺗﻌﺎش در ﻣﺤﻴﻂ ﺷﻔﺎف وﻏﻴ ﺮ‬ ‫ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ اﺳﺖ از راﺑﻄﮥ ﺗﺠﺮﺑﯽ زﻳﺮ ﺑﺪﺳﺖ ﻣﯽ ﺁﻳﺪ‪.‬‬ ‫‪θ = VBd‬‬

‫)‪(۴۵-٣‬‬ ‫‪٤٤‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﮐ ﻪ در ﺁن ‪ B‬ﭼﮕ ﺎﻟﯽ ﺷﺎرﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ )ﻣﻌﻤ ﻮﻻ ﺑ ﺮ ﺣ ﺴﺐ ﮔ ﻮس( و‪ d‬ﻃ ﻮل ﻣﺤ ﻴﻂ )ﺑ ﺮ ﺣ ﺴﺐ‬ ‫ﺳﺎﻧﺘﻴﻤﺘﺮ( اﺳ ﺖ‪ V ،‬ﺛﺎﺑ ﺖ وردت ﻧﺎﻣﻴ ﺪﻩ ﻣ ﯽ ﺷ ﻮد‪ ،‬ﮐ ﻪ ﺑ ﺮاﯼ ﻳ ﮏ ﻣﺤ ﻴﻂ ﺑ ﻪ ﺟ ﻨﺲ ﺁن وه ﻢ ﭼﻨ ﻴﻦ‬ ‫ﻓﺮﮐﺎﻧﺲ ﻧﻮر ودﻣﺎ ﺑ ﺴﺘﮕﯽ دارد‪ ،‬ﺑﻄﻮرﻳﮑ ﻪ ﺑ ﺎ اﻓ ﺰاﻳﺶ ﻓﺮﮐ ﺎﻧﺲ‪ ،‬ﺛﺎﺑ ﺖ وردت ﺑ ﻪ ﺳ ﺮﻋﺖ ﮐ ﺎهﺶ‬ ‫ﻣﯽ ﺑﺎﻳﺪ ﺑﻨﺎ ﺑﻪ ﻗﺮار داد ﻳﮏ ﺛﺎﺑﺖ ورد ت ﻣﺜﺒﺖ ﺑﺮاﯼ ﻳ ﮏ ﻣ ﺎدﻩ دﻳ ﺎ ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﯽ وﻗﺘ ﯽ ﺑﺪﺳ ﺖ ﻣ ﯽ‬ ‫ﺁﻳﺪ ﮐﻪ ﻧﻮر ﻣﻮازﯼ ﻣﻴﺪان ‪ B‬ﺑﺘﺎﺑﺪ و اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ ‪ -L‬ﮔﺮدان ﺑﺎﺷﺪ وﻟﯽ وﻗﺘﯽ ﮐﻪ در ﺧﻼف ﺟﻬ ﺖ ‪B‬‬

‫ﻣﯽ ﺗﺎﺑﺪ اﻧﺘﺸﺎر‪ - d‬ﮔﺮدان ﺷﻮد ‪.‬اﺧﺘﻼف ﺑﻴﻦ اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ وﻓﻌﺎﻟﻴﺖ ﻧﻮرﯼ ﮐ ﻪ در ﻗ ﺒﻼ ﺑ ﻪ ﺁن اﺷ ﺎرﻩ‬ ‫ﺷﺪ در هﻤﻴﻦ اﺳﺖ زﻳﺮا در ﻓﻌﺎﻟﻴﺖ ﻧﻮرﯼ ﭼﻨﻴﻦ واﻗﻌﻪ اﯼ اﺗﻔ ﺎق ﻧﻤ ﯽ اﻓﺘ ﺪ‪ .‬ﺑﻨ ﺎﺑﺮاﻳﻦ ﺑ ﺮاﯼ ﺗﻘﻮﻳ ﺖ‬ ‫اﺛﺮ ﻓ ﺎرادﯼ ﻣﻴﺘ ﻮان ﺑ ﺎ ﭼﻨ ﺪ ﺑﺎرﺑﺎزﺗ ﺎﺑﺶ ﻧ ﻮر ﺑ ﻪ ﺟﻠ ﻮ و ﻋﻘ ﺐ در داﺧ ﻞ ﻧﻤﻮﻧ ﻪ اﻳ ﻦ اﺛ ﺮ را ﺗﻘﻮﻳ ﺖ‬ ‫ﮐﺮد‪.‬‬ ‫در اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ ﻧﻴﺰ دو ﻣﻘﺪار ﺑﺮاﯼ ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑﺴﺖ ﻳﻌﻨ ﯽ‪ (n+ ), nR :‬وﻳ ﺎ ‪ (n− ), nL‬و ﺟ ﻮد ﺧﻮاه ﺪ‬ ‫داﺷﺖ در ﻣﻮرد ﻣﻮاد ﻓﺮو ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ‪ ،‬ﻣﻮﺿﻮع ﮐﻤﯽ ﭘﻴﭽﻴﺪﻩ ﺗﺮ اﺳ ﺖ‪ .‬زﻳ ﺮا در ﻣ ﻮرد ﻳ ﮏ ﻣ ﺎدﻩ‬ ‫ﻓﺮوﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﯽ ‪ Ө‬ﺑﻴﺸﺘﺮ ﺑﺎﻣﻮﻟﻔﮥ ﻣﻐﻨﺎﻃﺶ در اﻣﺘﺪاد اﻧﺘﺸﺎر ﻣﺘﻨﺎﺳﺐ اﺳﺖ ﺗﺎ ﻣﻮﻟﻔﮥ ﻣﻴﺪان ﺧ ﺎرﺟﯽ‬ ‫اﻋﻤﺎل ﺷﺪﻩ ﺑﻪ ﻣﺎدﻩ ‪ .‬هﻤﭽﻨﻴﻦ ﻧﻮر ﺧﺮوﺟﯽ ﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﻴ ﻀﯽ وار ﺧﻮاه ﺪ ﺑ ﻮد ﮐ ﻪ ﻗﻄ ﺮ ﺑ ﺰرگ‬ ‫ﺑﻴﻀﯽ ﻧﺴﺒﺖ ﺑﻪ راﺳﺘﺎﯼ ﻣﻴﺪان اﻟﮑﺘﺮﻳﮑﯽ ﻧﻮر ﻓﺮودﯼ اﻧﺪﮐﯽ ﭼﺮﺧﻴﺪﻩ اﺳﺖ‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ :٩-٣‬ﻧﻤﺎﻳﺶ اﺛﺮ ﻓﺎرادﯼ‬

‫‪٤٥‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪-----------------------------------------------------------------------------------------‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ :١٠-٣‬ﺗﺒﺪﻳﻞ ﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺧﻄﯽ ﺑﻪ ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﻴﻀﯽ وار در اﺛﺮهﺎﯼ ﻓﺎرادﯼ و ﮐﺮ‬

‫ﻋﻠﺖ اﻳﻨﺴﺖ ﮐﻪ در اﻳﻦ ﻣﻮاد ﺿﺮﻳﺐ ﺷﮑ ﺴﺖ ) ‪ (n~ = n + ik‬ﺑ ﺮاﯼ ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ داﻳ ﺮﻩ اﯼ راﺳ ﺖ‬ ‫ﮔﺮد وﭼﭗ ﮔﺮد ﮐﻪ در واﻗﻊ ﻣﺠﻤﻮع ﺁﻧﻬﺎ هﻤﺎن ﻧﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﺧﻄ ﯽ ورودﯼ اﺳ ﺖ ﻣﺘﻔ ﺎوت اﺳ ﺖ‬ ‫واﻳﻦ هﻢ ﺑﺎﻋ ﺚ ﭼ ﺮﺧﺶ ﺻ ﻔﺤﮥ ارﺗﻌ ﺎش ﻣ ﯽ ﮔ ﺮدد ) ‪ ، (θ‬ﻣﻘ ﺪار ﺟ ﺬب اﻧ ﺮژﯼ ﺗﻮﺳ ﻂ ﻣ ﺎدﻩ ﻓ ﺮو‬ ‫ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺲ ﺑﺮاﯼ ﻧﻮر داﻳﺮﻩ اﯼ راﺳﺖ ﮔﺮد وﭼﭗ ﮔﺮد ﻧﻴﺰ ﻣﺘﻔﺎوت اﺳﺖ ﮐﻪ ﺑﺎﻋﺚ ﻣﯽ ﺷ ﻮد داﻣﻨ ﮥ‬ ‫اﻳ ﻦ دودر ﺧ ﺮوج ﻣﺘﻔ ﺎوت و هﻤﻴﻨﻄ ﻮرﮐﻤﺘﺮ از ﻧ ﻮر ورودﯼ ﺑﺎﺷ ﺪ در ﻧﺘﻴﺠ ﻪ ﺗﺮﮐﻴ ﺐ اﻳ ﻦ دو ﻧ ﻮر‬ ‫داﻳﺮﻩ اﯼ راﺳﺖ ﮔﺮد وﭼﭗ ﮔﺮد ﺧﺮوﺟ ﯽ ﺑﺎداﻣﻨ ﻪ ه ﺎﯼ ﻣﺘﻔ ﺎوت واﺧ ﺘﻼف ﻓ ﺎز )ﺑﻌﻠ ﺖ ﺳ ﺮﻋﺘﻬﺎﯼ‬ ‫ﻣﺨﺘﻠﻒ ﺁﻧﻬﺎ ( ﻧﻮر ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﻴﻀﯽ وار ﺧﻮاهﺪ ﺑﻮد ﮐﻪ ‪ η = tgϕ‬ﻣﺘﻨﺎﺳﺐ ﺑﺎ اﻳﻦ اﺧﺘﻼف ﺟ ﺬب ﻣ ﯽ‬ ‫ﺑﺎﺷﺪ ﮐﻪ ﺁﻧﺮا ‪ (magnetic circular dichoroism) MCD‬ﻧﻴﺰ ﻣﯽ ﻧﺎﻣﻨﺪ ‪.‬‬ ‫زاوﻳﮥ ﭼﺮﺧﺶ ﻓﺎرادﯼ و‪ MCD‬در ﻳﮏ ﻧﻤﻮﻧ ﻪ ﻓ ﺮو ﻣﻐﻨ ﺎﻃﻴﺲ ﺑ ﻪ ﻃ ﻮل ‪ lo‬از رواﺑ ﻂ زﻳ ﺮ ﺑﺪﺳ ﺖ‬ ‫ﻣﯽ ﺁﻳﻨﺪ ) ‪ n~+‬ﻣﺮﺑﻮط ﺑﻪ ﻧﻮر راﺳﺖ ﮔﺮد و ‪ n~−‬ﻣﺮﺑﻮط ﺑﻪ ﻧﻮر ﭼﭗ ﮔﺮد اﺳﺖ(‬ ‫‪∆n = n~+ − n~− , Re ∆n~ = ∆n , Im ∆n~ = ∆k‬‬

‫)‪(۴۶-٣‬‬ ‫)‪(۴٧-٣‬‬

‫‪ωl‬‬ ‫‪⎡ ωl o ~ ~ ⎤ ωl o‬‬ ‫= ⎥) ‪(n+ − n−‬‬ ‫‪(n+ − n− ) = o ∆n‬‬ ‫‪2c‬‬ ‫‪⎦ 2c‬‬ ‫‪⎣ 2c‬‬

‫⎢ ‪θ F = Re‬‬

‫‪ωl o ~ ~ ⎤ ωl o‬‬ ‫‪ωl‬‬ ‫≈ ⎥]) ‪(n + − n−‬‬ ‫‪(k + − k − ) = o ∆k‬‬ ‫‪2c‬‬

‫‪2c‬‬

‫‪٤٦‬‬

‫⎦‬

‫‪2c‬‬

‫⎡‬

‫[‪η F = tg ⎢Im‬‬ ‫⎣‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪ ٤-١٢-٣‬اﺛﺮ آﺮ )‪(Kerr effect‬‬ ‫در ﺳﺎل ‪ ١٨٨٨‬آﺮ آﺸﻒ آ ﺮد وﻗﺘ ﻲ آ ﻪ ﻳ ﻚ ﺑﺎرﻳﻜ ﻪ ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﺧﻄ ﻲ ﺑﻄ ﻮر ﻋﻤ ﻮد ﺑ ﺮ ﻗﻄ ﺐ‬ ‫ﺻﻴﻘﻠﻲ و ﺑﺮاق ﺁهﻨﺮﺑﺎي اﻟﻜﺘﺮﻳﻜﻲ ﻣﻲ ﺗﺎﺑﺪ ﻧﻮر ﺑﺎزﺗﺎب ﭘﻼرﻳﺰﻩ ﺑﻴﻀﻲ وار اﺳﺖ آﻪ ﻗﻄ ﺮ ﺑ ﺰرگ‬ ‫ﺁن ﻧﻴﺰ اﻧﺪآﻲ ﻧﺴﺒﺖ ﺑ ﻪ راﺳ ﺘﺎي‬

‫‪r‬‬

‫‪ E‬ﻧ ﻮر ﭘﻼرﻳ ﺰﻩ ﺧﻄ ﻲ ﺗ ﺎﺑﺶ ﭼﺮﺧﻴ ﺪﻩ اﺳ ﺖ‪) .‬ﺷ ﻜﻞ ‪ ١٠-٣‬را‬

‫ﺑﺒﻴﻨﻴﺪ‪(.‬‬ ‫دراﺛﺮﮐﺮﺑﻪ ﺳ ﻪ ﻃﺮﻳ ﻖ ﻣﺨﺘﻠ ﻒ ﻣ ﻲ ﺗ ﻮان ﺗ ﺎﺑﺶ را ﻧ ﺴﺒﺖ ﺑ ﻪ راﺳ ﺘﺎي ﻣﻴ ﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴ ﺴﻲ در ﻧﻈ ﺮ‬ ‫ﮔﺮﻓﺖ آﻪ در ﺷﻜﻞ ‪ ١١-٣‬ﻧﺸﺎن دادﻩ ﺷﺪﻩ اﺳﺖ و ﻋﺒﺎرﺗﻨﺪ از ‪:‬‬ ‫‪ .١‬اﺛﺮ ﻗﻄﺒﻲ‬ ‫‪ .٢‬اﺛﺮ ﻃﻮﻟﻲ‬ ‫‪ .٣‬اﺛﺮ ﻋﺮﺿﻲ‬ ‫اﻣ ﺮوزﻩ اﺛ ﺮ ﻗﻄﺒ ﻲ آ ﺮ ﻣﻌﻤ ﻮﻻ ﺑ ﻴﺶ از دو روش دﻳﮕ ﺮ در ﺁزﻣﺎﻳ ﺸﺎت ﻣ ﻮرد اﺳ ﺘﻔﺎدﻩ ﻗ ﺮار ﻣ ﻲ‬ ‫ﮔﻴﺮد‪ .‬در اﻳﻦ اﺛﺮ راﺳﺘﺎي ﻧﻮر ﺗﺎﺑﺶ و ﺑﺎزﺗﺎﺑﺶ ﻣﻮازي ﺑﺎ راﺳﺘﺎي ﻣﻴﺪان ﻣﻐﻨﺎﻃﻴﺴﻲ اﺳﺖ در اﻳ ﻦ‬ ‫ﺟﺎ ﻧﻴﺰ ﻣﺎﻧﻨﺪاﺛﺮ ﻓﺎرادي زاوﻳﻪ ي ﭼﺮﺧﺶ ‪ θ K‬و ‪) tgϕ = η K‬ﻧ ﺴﺒﺖ ﻗﻄ ﺮ ﺑ ﺰرگ ﺑﻴ ﻀﻲ ﺑ ﻪ ﻗﻄ ﺮ‬ ‫آﻮﭼﻚ( ﻳﺎ ‪ MCD‬ﭘﺲ از ﺑﺎزﺗﺎﺑﺶ ﻗﺎﺑﻞ اﻧﺪازﻩ ﮔﻴﺮي اﺳﺖ‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ :١١-٣‬ﺣﺎﻻت ﻣﺨﺘﻠﻒ اﺛﺮ ﻣﮕﻨﺘﻮ اﭘﺘﻴﮑﯽ ﮐﺮ‬

‫‪n~ − n~−‬‬ ‫‪n+ n− − 1‬‬

‫~‪θ K = Im ~ +‬‬

‫)‪(۴٨-٣‬‬

‫‪٤٧‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫‪n~ − n~−‬‬ ‫‪n+ n− − 1‬‬

‫~‪η K = − Re ~ +‬‬

‫)‪(۴٩-٣‬‬

‫هﻤﭽﻨ ﻴﻦ ﺑ ﺮﺧﻼف اﺛ ﺮ ﻓ ﺎرادي زاوﻳ ﻪ ي ﭼ ﺮﺧﺶ آ ﺮ ‪ θ K‬ﺑ ﺴﺘﮕﻲ ﺑ ﻪ اﺧ ﺘﻼف ﺟ ﺬب ﺑ ﻴﻦ ﻧ ﻮر‬ ‫ﭘﻼرﻳﺰﻩ داﻳﺮﻩ اي راﺳﺖ و ﭼﭗ دارد ﻳﻌﻨﻲ وﻗﺘﻲ آﻪ ‪ θ K = 0‬اﺳﺖ ﻣﻲ ﺗﻮاﻧﺪ ﺑﻪ اﻳﻦ ﻣﻌﻨﻲ ﺑﺎﺷﺪ آ ﻪ‬ ‫ﺟﺬﺑﻲ ﺻﻮرت ﻧﮕﺮﻓﺘﻪ اﺳﺖ‪ ،‬در ﺣﺎﻟﻲ آﻪ در اﺛﺮ ﻓﺎرادي وﻗﺘﻲ ‪η F = 0‬اﺳﺖ ﺟﺬﺑﻲ ﺻﻮرت ﻧﻤﻲ‬ ‫ﮔﻴﺮد‪.‬‬

‫‪ ١٣-٣‬اﺛﺮ آﻼﺳﻴﻚ راﻣﺎن )‪(Raman‬‬ ‫اﮔﺮ ﻧ ﻮر ﺗﻘﺮﻳﺒ ﺎ ﺗ ﻚ رﻧﮕ ﻲ ﺑﻮﺳ ﻴﻠﻪ ﻣ ﺎدﻩ اي ﭘﺮاآﻨ ﺪﻩ ﺷ ﻮد‪ ،‬ﭘ ﺲ از ﭘﺮاآﻨ ﺪﮔﻲ ﻋﻤ ﺪﺗﺎ از ﻧ ﻮري ﺑ ﺎ‬ ‫ﻓﺮآﺎﻧﺲ ﻳﻜﺴﺎن ﺗﺸﻜﻴﻞ ﺧﻮاهﺪ ﺷﺪ ﺑﺎ وﺟﻮد اﻳ ﻦ ﻣﻤﻜ ﻦ اﺳ ﺖ اﺟ ﺰاي اﺿ ﺎﻓﻲ ﺧﻴﻠ ﯽ ﺿ ﻌﻴﻒ ه ﻢ ﺑ ﺎ‬ ‫ﻓﺮآﺎﻧﺴﻬﺎي ﺑﺎﻻﺗﺮ ﻳ ﺎ ﭘ ﺎﻳﻴﻦ ﺗ ﺮ )ﻧﻮاره ﺎي آﻨ ﺎري( را ﺷ ﺎﻣﻞ ﺷ ﻮﻧﺪ‪ .‬ﺑ ﺮاي ﺑﺮرﺳ ﻲ ﭼﮕ ﻮﻧﮕﻲ اﻳ ﻦ‬ ‫ﭘﺪﻳﺪﻩ ﻣﻮﻟﮑﻮﻟﯽ را در ﻧﻈ ﺮ ﻣ ﻲ ﮔﻴ ﺮﻳﻢ آ ﻪ ﻣ ﻲ ﺗﻮاﻧ ﺪ اﻧ ﺮژي ﺗﺎﺑﻴ ﺪﻩ ﺷ ﺪﻩ ﺑ ﻪ ﺁن رادرﻧﺎﺣﻴ ﻪ ﻣ ﺎدون‬ ‫ﻗﺮﻣﺰ دور ﺟﺬب آﻨﺪ و ﺁﻧﺮا ﺑﻪ اﻧﺮژي ﺟﻨﺒﺸﻲ ﭼﺮﺧ ﺸﻲ ﺗﺒ ﺪﻳﻞ آﻨ ﺪ‪ .‬هﻤﭽﻨ ﻴﻦ ﻣ ﻲ ﺗﻮاﻧ ﺪ ﻓﻮﺗﻮﻧﻬ ﺎي‬ ‫ﻣ ﺎدون ﻗﺮﻣ ﺰ ) ‪( λ < 700nm‬را ﺟ ﺬب و ﺁﻧ ﺮا ﺑ ﻪ اﻧ ﺮژي ﺟﻨﺒ ﺸﻲ ارﺗﻌﺎﺷ ﻲ ﺗﺒ ﺪﻳﻞ آﻨ ﺪ‪ .‬هﻤﭽﻨ ﻴﻦ‬ ‫ﻣﻠﻜﻮل ﻣﻲ ﺗﻮاﻧﺪ اﻧﺮژي را در ﻧﺎﺣﻴﻪ ﻣﺮﺋﻲ و ﻣ ﺎوراي ﺑ ﻨﻔﺶ از ﻃﺮﻳ ﻖ ﺗﺤﺮﻳ ﻚ اﻟﻜﺘﺮوﻧﻬ ﺎي ﻣ ﺎدﻩ‬ ‫ﺟﺬب آﻨﺪ‪ .‬ﺑﻨﺎﺑﺮاﻳﻦ وﻗﺘﻲ ﻳﻚ ﻓﻮﺗﻮن ﺑﺎ اﻧﺮژي ‪ hγ i‬ﺟ ﺬب ﻣ ﻲ ﺷ ﻮد ﺳﻴ ﺴﺘﻢ ﺑ ﻪ ﻳ ﻚ ﺣﺎﻟ ﺖ ﻣﻴﺎﻧ ﻪ ﻳ ﺎ‬ ‫ﻣﺠﺎزي ﺻ ﻌﻮد ﻣ ﻲ آﻨ ﺪ آ ﻪ ﺑﻼﻓﺎﺻ ﻠﻪ ﻳ ﻚ ﮔ ﺬار اﺳ ﺘﻮآﺲ اﻧﺠ ﺎم دادﻩ ﻳﻌﻨ ﯽ ﻳ ﻚ ﻓﻮﺗ ﻮن ﺑ ﺎ اﻧ ﺮژي‬ ‫‪ hγ S 〈 hγ i‬ﺗﺎﺑﺶ ﻣﻲ آﻨﺪ‪ .‬ﺑﻨﺎﺑﺮ اﺻﻞ ﺑﻘﺎي اﻧﺮژي ‪ hγ i − hγ S = hγ cb‬ﺻﺮف ﺑﺮاﻧﮕﻴﺨﺘﻦ ﻣﻮﻟﻜﻮل‬ ‫ﺷﺪﻩ و ﺁﻧﺮا ﺑﻪ ﻳﻚ ﺣﺎﻟﺖ اﻧﺮژي ارﺗﻌﺎﺷﻲ ﺑﺎﻻﺗﺮ ﻣﻲ ﺑﺮد‪ .‬اﻟﺒﺘﻪ ﻣﻤﻜﻦ اﺳﺖ ﺑﺮاﻧﮕﻴﺨﺘﮕﻲ اﻟﻜﺘﺮوﻧ ﻲ‬ ‫ﻳﺎ ﭼﺮﺧﺸﻲ ﻧﻴﺰ ﺻﻮرت ﮔﻴﺮد‪ .‬ﺑﻌﻜ ﺲ ﻣﻤﻜ ﻦ اﺳ ﺖ آ ﻪ ﺣﺎﻟ ﺖ اوﻟﻴ ﻪ ﻳ ﻚ ﺣﺎﻟ ﺖ ﺑﺮاﻧﮕﻴﺨﺘ ﻪ ﺑﺎﺷ ﺪ و‬ ‫ﻣﻠﻜ ﻮل ﭘ ﺲ از ﺟ ﺬب ﺑ ﺎ ﮔ ﺴﻴﻞ ﻳ ﻚ ﻓﻮﺗ ﻮن ﺑ ﻪ ﺣﺎﻟ ﺖ ﭘ ﺎﻳﻴﻦ ﺗ ﺮ اﻓ ﺖ آﻨ ﺪ در ﻧﺘﻴﺠ ﻪ ﻳ ﻚ ﮔ ﺬار ﺁﻧﺘ ﯽ‬ ‫اﺳﺘﻮآﺲ رخ ﻣﻲ دهﺪ‪ .‬در اﻳﻦ ﺻﻮرت ‪ hγ S > hγ i‬ﻳﻌﻨﻲ ﻗﺴﻤﺘﻲ ﻣﺜﻼ از اﻧﺮژي ارﺗﻌﺎﺷﻲ ﻣﻠﻜﻮل‬ ‫ﺑﻪ اﻧﺮژي ﺗﺎﺑﺸﻲ ﺗﺒﺪﻳﻞ ﺷﺪﻩ اﺳﺖ)ﺷﮑﻞ ‪ .(١٢-٣‬در هﺮ ﻳﻚ از اﻳﻦ دو ﺣﺎﻟ ﺖ اﺧ ﺘﻼف ﺑ ﻴﻦ ‪γ i , γ S‬‬

‫‪٤٨‬‬

‫ﺑﺮرﺳﯽ ﺧﻮاص ﻧﻮرﯼ در ﻣﺤﻴﻂ ﺗﺤﺖ ﺗﺎﺑﺶ ﻧﻮر‬

‫ﻓﺼﻞ ﺳﻮم‬

‫‪----------------------------------------------------------------------------------------‬‬‫ﺑﺮاﺑﺮ ﺑﺎ اﺧﺘﻼف ﺗﺮاز اﻧﺮژي وﻳﮋﻩ ﺑﺮاي ﻣﺎدﻩ ﻣﻮرد اﺳ ﺘﻔﺎدﻩ )در اﻳﻨﺠ ﺎ ﻣﻮﻟﻜ ﻮل(اﺳ ﺖ‪ ،‬در ﻧﺘﻴﺠ ﻪ‬ ‫ﺷﻨﺎﺧﺘﻲ ﻧﺴﺒﺖ ﺑﻪ ﺳﺎﺧﺘﺎر ﻣﻮﻟﻜﻮﻟﻲ ﺑﺪﺳﺖ ﻣﻲ دهﺪ‪.‬‬

‫ﺷﮑﻞ ‪ :١٢-٣‬ﭘﺮاﮐﻨﺪﮔﯽ ﮐﻼﺳﻴﮏ راﻣﺎن و ﭘﺮاﮔﻨﺪﮔﯽ راﻳﻠﯽ‬

‫‪٤٩‬‬