Kırılma indisi

Bir noktadan çıkan dalga cepheleri. Alt ortamda dalga cepheleri daha yavaş yayılır. Bu, bir ışık demetinin kırılmasına karşılık gelen dalga cephesinin normal vektörünü değiştirir.

Kırılma endeksi de, kırılma indeksi ve optik yoğunluk, daha az kırılma endeksi önceden olarak da adlandırılan, refraktif indeks , bir olan optik malzeme özelliği . Bu oranı dalga boyu ışık vakum malzemede dalga boyu ve böylece de faz hızı malzeme dekine vakumda ışık. Kırılma indisi, boyut numarasındaki bir niceliktir ve genellikle ışığın dispersiyon adı verilen frekansına bağlıdır .

Işık olan kırılan ve yansıyan de arasındaki ara iki ile ortam farklı kırılma indeksleri . Kırılma indisi daha yüksek olan ortama optik olarak daha yoğun ortam denir .

Bu “optik yoğunluk” Not zaman için kullanılan ifade için bir ölçü yok olma .

Fiziksel temeller

Bir malzemenin karmaşık kırılma indisinin, bir ışık huzmesinin hava/malzeme arayüzüne çarptığında yansıma davranışı üzerindeki etkisi${\ displaystyle n + \ matematik {i} k}$

Görsel alanda kırılma dalga boyuna bağımlı kompleks indeksi Ders yarı iletkenler ile bant aşırı geçişleri bu alanda

"Kırılma indisi" terimi, kırılma teriminden ve Snellius'un kırılma yasasındaki görünümünden gelir . Kırılma indisi , boyut numarasındaki bir niceliktir . Bu oranını belirtir hızında bir ışık vakum için hız ışık yayılma ortamı içinde: ${\ görüntü stili n}$ ${\ görüntü stili c_ {0}}$ ${\ displaystyle c _ {\ matematik {M}}}$

${\ displaystyle n = {\ frac {c_ {0}} {c _ {\ matematik {M}}}}}$

Karmaşık kırılma indeksi

Açısal frekansın elektromanyetik dalgasının zamansal ve uzaysal yayılımını dalga denklemi yardımıyla açıklar.${\ görüntü stili \ omega}$

${\ displaystyle E (t, x) = E \; \ matrm {e} ^ {- \ matrm {i} {\ büyük (} \ omega t - {\ frac {\ omega} {c}} x {\ varvec {n}} {\ büyük)}}}$,

Hem klasik kırılma indisinin hem de dalganın zayıflamasının karmaşık değerli bir kırılma indisinde birleştirilebileceği ve dalganın hem zamansal hem de uzaysal ilerlemesinin ve absorpsiyonunun bir denklem vasıtasıyla tanımlanabileceği bulunmuştur. Genellikle 1'den büyük olan gerçek değerli kısım ortamdaki dalga boyunu kısaltır ve karmaşık değerli kısım dalgayı zayıflatır . ${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = n _ {\ matematik {r}} + \ matematik {i} \, n _ {\ matematik {i}}}$${\ displaystyle n _ {\ matematik {r}}}$${\ displaystyle E (x) = \ matrm {e} ^ {- \ matrm {i} {\ büyük (} - {\ frac {\ omega} {c}} x \, n _ {\ matematik {r}} { \ büyük)}} = \ matematik {e} ^ {\, \ matematik {i} {\ frac {\ omega} {c}} x \, n _ {\ matematik {r}}}}$${\ displaystyle n _ {\ matematik {i}}}$${\ displaystyle E (x) = \ matematik {e} ^ {- \ matematik {i} {\ büyük (} - {\ frac {\ omega} {c}} x \, \ matematik {i} n _ {\ matematik {i}} {\ büyük)}} = \ matematik {e} ^ {- {\ frac {\ omega} {c}} x \, n _ {\ matematik {i}}}}$

Karmaşık değerli kırılma indisi için farklı, eşdeğer gösterimler burada yaygındır:

• olarak toplamı , gerçek kısmı ve sanal bir çarpılan bir karmaşık sayının bir parçası sanal birimi ile  :${\ displaystyle \ matematik {i}}$

  ${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = n _ {\ matematik {r}} + \ matematik {i} \, n _ {\ matematik {i}}}$ veya

  ${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = n '+ \ matematik {i} \, n' '}$ veya

  ${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = n + \ matematik {i} \, K}$

• bir karmaşık sayının gerçek kısmı ile sanal kısmı ile çarpımı arasındaki  fark olarak :${\ displaystyle \ matematik {i}}$

  ${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = n _ {\ matematik {r}} - \ matematik {i} \, k}$ veya

  ${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = n '- \ matematik {i} \, n' '}$

• olarak ürünün gerçek kırılma endeksinin ve karmaşık sayının:${\ görüntü stili n}$

  ${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = n \ sol (1- \ matematik {i} \, \ kappa \ sağ)}$

Sanal bileşen (bu nedenle bazı temsiller hayali bölümünün önündeki eksi işareti seçilir , ya da ya da ) bir pozitif olan işaret , emici madde durumunda . Bu hayali kısım, sönme katsayısı veya absorpsiyon indeksi olarak adlandırılır . Bunun aksine, gösterimi bir ürün olarak kullanan yazarlar, boyuta , yani hayali kısma bölünmesine , absorpsiyon indeksi olarak atıfta bulunur .${\ displaystyle n _ {\ matematik {i}}}$${\ görüntü stili n ''}$${\ görüntü stili K}$${\ görüntü stili k}$${\ görüntü stili \ kappa}$${\ görüntü stili n}$

Kırılma indisinin hem gerçek kısmı hem de sanal kısmı, eğer 1'e eşit değilse, frekansa ve dolayısıyla dalga boyuna bağlıdır. Dağılma olarak bilinen bu etki kaçınılmazdır ve beyaz ışığın bir prizma üzerinde spektral renklerine ayrılmasını sağlar . Maddedeki kırılma indisinin frekans bağımlılığı, Lorentz osilatörünün modeli kullanılarak oldukça iyi tanımlanabilir .

Bir optik ortamın bir elektromanyetik dalgaya tepkisi nedensel olması gerektiğinden, karmaşık değerli kırılma indisi meromorfik bir fonksiyon olduğundan, gerçek ve hayali kısımlar Kramers-Kronig ilişkileri aracılığıyla bağlanır .

Anizotropik kırılma indisi

Anizotropik ortamda, kırılma indisi bir skaler değil, ikinci dereceden bir tensördür. Dalga vektörü ve yayılma yönü artık çakışmaz.

çift ​​kırılma

Kırılma indisi polarizasyon bağlıdır (ve bu nedenle kaçınılmaz olarak yönüne), bir söz bu kırılmaya yol açar .

Geçirgenlik ve geçirgenlik ile bağlantı

Karmaşık kırılma indisi, geçirgenlik sayısı (dielektrik fonksiyonu) ve geçirgenlik sayısı ile bağlantılıdır : ${\ displaystyle \ varepsilon _ {\ matematik {r}}}$ ${\ displaystyle \ mu _ {\ matematik {r}}}$

${\ displaystyle {\ boldsymbol {n}} = {\ sqrt {\; \! \ varepsilon _ {\ matematik {r}} \ cdot \ mu _ {\ matematik {r}}}}}$

Tüm boyutlar genellikle karmaşıktır ve frekansa bağlıdır. Geçirgenlik ve geçirgenlik sayıları, sisteme bağlı olarak, polarizasyon ve manyetizasyon etkilerini açıklamak için daha iyi veya daha kötü olan yaklaşık değerlerdir .

Bir malzemenin kırılma indisinin dalga boyu bağımlılığı, elektriksel duyarlılık yoluyla teorik olarak belirlenebilir. Bu değişken malzemedeki çeşitli mekanizmaların özelliklerine katkılarını kaydeder ve karmaşık geçirgenliğe yol açar . Manyetik olmayan malzeme durumunda ve karmaşık kırılma indisi , geçirgenlik numarasının gerçek ( ) ve hayali ( ) kısmından doğrudan belirtilebilir: ${\ displaystyle \ mu _ {r} \ yaklaşık 1}$${\ displaystyle \ varepsilon _ {1}}$${\ displaystyle \ varepsilon _ {2}}$

${\ displaystyle {\ varepsilon}} \ yaklaşık {\ sqrt {\; \! \ varepsilon _ {r}}} = {\ sqrt {{\ varepsilon} _ {1} + \ matrm {i} {\ varepsilon } _ {2}}}}$

Yukarıdakilerin her ikisinde de karmaşık kırılma indisi ile karşılaştırıldığında Gösterim 1 ve 2 (toplam veya fark) boyutları hesaplamak için kullanılabilir ve : ${\ görüntü stili n}$${\ görüntü stili k}$

${\ displaystyle n ^ {2} = {\ frac {1} {2}} \ sol ({\ sqrt {{\ varepsilon _ {1}} ^ {2} + {\ varepsilon _ {2}} ^ {2 }}} + \ varepsilon _ {1} \ sağ)}$

${\ displaystyle k ^ {2} = {\ frac {1} {2}} \ sol ({\ sqrt {{\ varepsilon _ {1}} ^ {2} + {\ varepsilon _ {2}} ^ {2 }}} - \ varepsilon _ {1} \ sağ)}$

Grup kırılma indisi

Oranı hızı bir ışık vakum için grup hızına ortamında ışık olan grup kırılma indeksi . Bu malzeme özelliği, grup hızı aracılığıyla ışığın dalga boyuna bağlıdır: ${\ görüntü stili c_ {0}}$ ${\ displaystyle c _ {\ matematik {g}}}$ ${\ displaystyle n _ {\ matematik {g}}}$${\ görüntü stili \ lambda}$

${\ displaystyle n _ {\ matematik {g}} (\ lambda) = {\ frac {c_ {0}} {c _ {\ matematik {g}} (\ lambda)}}}$

Bir vakumda grup hızı, faz hızıyla aynı değere sahiptir ve bu değer ışığın dalga boyundan da bağımsızdır. Bu, ortamda mutlaka böyle değildir; Özellikle malzemenin büyük dağılım gösterdiği dalga boylarında farklılıklar vardır.

Diğer tanımlar

Ortam 1'in daha yüksek kırılma indisine sahip bir ortam 2'ye kırılması: Alt gri ışın, ortam 1'e kıyasla zıt işaretli bir metamalzemenin davranışını gösterir.

Kırılma indisinin tanımı, ışığın malzeme içinde yayılma hızı ile yukarıda yapılmıştır. Bu yaklaşım açıktır, ancak her durumda geçerli değildir. Örneğin, metamalzemeler geometrik ışın yoluna göre negatif kırılma indeksine sahip olabilir (aşağıya bakınız). Ancak, ışık hızı için negatif bir değer anlamlı olarak tanımlanmamıştır.

Bu soruna sahip olmayan kırılma indisinin alternatif tanımları şunlardır:

• Via Fermat ilkesi ışığın göre, bunun için iki nokta arasında bir yol alır ihtiyacı bir uç değer süresi.
• Hakkında Huygens prensibi bir her nokta söylüyor, dalga ön küresel dalganın başlangıç noktası ve ayrıca yayılan bir dalga önündeki tüm bu dalgalar sonuçların parazit olarak görülebilir.
• Hakkında ışını optiği . Yukarıda belirtilen Snellius kırılma kanunlarına göre, n için tekabül sinüs oranı açısı ve sıklığı ve kırılan açısı .

Bu tanımların tümü, yaygın optik malzemeler için aynı değeri sağlar.

Hava ve diğer maddelerin kırılma indeksi

büyüklük sıraları

3 nm ile 300 m arasında suyun kırılma indeksi

Tanım olarak, vakumun kırılma indisi tam olarak 1'dir. Bu, bir yandan bir referans değeri temsil eder ve diğer yandan, ışığın bir boşluktaki hızına tam olarak karşılık gelen boşlukta ışığın yayılma hızından kaynaklanır. vakum.

"Normal" maddelerde hareketli elektrik yük taşıyıcıları (ve hareketli manyetik dipoller) vardır. Bunlar elektrik (ve manyetik) alanı dengeleyerek elektromanyetik alanın daha yavaş yayılmasına neden olur. Bu, kırılma indisi ile tanımlanır . Ancak bu kompanzasyon davranışı frekansa bağlıdır, çünkü yük taşıyıcılar (ve manyetik dipoller) elektrik alanını sadece belirli bir frekansa kadar takip edebilir. Belirli bir kırılma indeksi ile maddeler çok düşük frekanslarda (örneğin su ) başlar ve bu değeri yüksek frekanslara doğru düşürür. Her indirgeme, maddenin elektron rezonansının (veya manyetik dipol rezonansının) yakınında gerçekleşir ve başlangıçta artan bir kırılma indisine yol açar, bu daha sonra azalır ve daha sonra daha düşük bir seviyede tekrar seviyelenir. ${\ displaystyle \ matematik {n}}$${\ displaystyle n \ yaklaşık 9}$

Görünür aralıkta, saydam veya zayıf (orta) soğuran malzemelerin kırılma indisleri genellikle 1'den büyüktür. Elektriksel olarak iletken ve dolayısıyla metaller gibi kuvvetli soğuran malzemeler söz konusu olduğunda, farklı fiziksel koşullar hakimdir. Görünür ışık, bu tür malzemelere yalnızca birkaç nanometre nüfuz edebilir. Geçirgenlik ve geçirgenlik ile yukarıda bahsedilen ilişki, bu nedenle, genellikle kırılma indisinin 0 ile 1 arasında gerçek bir kısmı ile sonuçlanır, ancak bu, şeffaf malzemelerle (ışık hızına referansla) aynı şekilde yorumlanamaz, çünkü Bu durumda karmaşık kırılma indisine hayali kısım hakimdir.

Ek olarak, kırılma indeksinin gerçek kısmının 1'den küçük olduğu (ancak pozitif kaldığı) her madde için (örneğin görünür aralığın üzerinde) dalga boyu aralıkları vardır. Çok küçük dalga boyları için ( X-ışınları , gama ışınları ) kırılma indisi her zaman 1'den küçüktür ve dalga boyu azaldıkça aşağıdan 1'e yaklaşır. Bu nedenle, temsil kendini X-ışını alanında kurmuştur , örneğin 10 ^-9 ve 10 ^-5 arasındaki tipik değerlerle ( malzemenin atom numarasına ve yoğunluğuna bağlı olarak dalga boyuna güçlü bir şekilde bağlıdır ). ${\ görüntü stili n = 1- \ delta}$${\ görüntü stili \ delta}$

hava

Görünür ışık için kırılma indisi hava olan 1,00028 ile deniz seviyesinde (bir kuru hava normal bir atmosfer ). Yoğunluğa ve dolayısıyla havanın sıcaklığına ve ayrıca havanın özel bileşimine - özellikle neme - bağlıdır . Yana hava yoğunluğu  katlanarak azalır yukarı - uygun gaz kanunları bir de çekim alanı , bkz barometrik yükseklik formül - 8 km yükseklikte kırılma endeksi sadece 1,00011 olup. Bu astronomik kırılma , yıldızların atmosfer olmadan olacaklarından daha yüksek görünmesini sağlar . Teknik alanda, malzemelerin kırılma indisi, basitlik adına bazen havanın kırılma indisine atıfta bulunur.

dalga boyu bağımlılığı

Dalga boyunun bir fonksiyonu olarak seçilen cam türlerinin kırılma indisi. 380 ila 780 nm arasındaki görünür aralık kırmızı ile işaretlenmiştir.

Giriş bölümünde açıklandığı gibi, her malzemenin kırılma indisi, gelen ışığın dalga boyuna bağlı olduğundan (görünür aralığın dışındaki elektromanyetik radyasyon için de geçerlidir), bunu dalga boyunun bir fonksiyonu olarak belirtmek de gerekli olacaktır ( bir tabloda veya işlev olarak). Birçok basit uygulama için bu gerekli olmadığından, kırılma indisi genellikle sodyum D çizgisinin (589 nm) dalga boyu için verilir . Şekilde, bazı cam türlerinin dalga boyuna bağlı kırılma indisinin eğrileri örnek olarak gösterilmiştir. Normal bir dağılımın tipik seyrini gösterirler.

Görünür spektral aralıktaki dağılımın gücü, Abbe sayısıyla ilk yaklaşıklık olarak tanımlanabilir ; Sellmeier denklemi kullanılarak daha kesin bir tahmin elde edilebilir .

Plazmanın kırılma indeksi

Her lineer polarize dalga, zıt dönüş yönlerine sahip iki dairesel dalganın bir üst üste binmesi olarak yorumlanabilir. Yayılma yönü manyetik alan çizgilerine paralel ise, kırılma indisleri n için aşağıdaki formüller elde edilir :

${\ displaystyle n _ {\ metin {sol}} = {\ sqrt {1 - {\ frac {f_ {P} ^ {2}} {f (f + f_ {B})}}}}$

${\ displaystyle n _ {\ metin {sağ}} = {\ sqrt {1 - {\ frac {f_ {P} ^ {2}} {f (f-f_ {B})}}}}$

İşte dalga frekansı plazma frekansında plazmada serbest elektronlar ve bir dönme frekansı bu elektronların. İki formül arasındaki fark, dalga vektörü manyetik alanın yönü ile dik bir açıyı çevrelerse ortadan kalkar, çünkü o zaman öyledir. ${\ görüntü stili f}$${\ görüntü stili f_ {P}}$${\ görüntü stili f_ {B}}$${\ görüntü stili f_ {B} = 0}$

faraday etkisi

Eğer pozitif ise, tespit etmek için kullanılabilir faz hızı dalga ${\ görüntü stili n}$

${\ displaystyle v _ {\ metin {faz}} = {\ frac {c} {n}}}$

ve böylece sırayla dalga boyu

${\ displaystyle \ lambda = {\ frac {c} {nf}}}$

hesaplamak. Sağa ve sola dönen dairesel dalgaların dalga boyları farklı olduğundan, belirli bir mesafeden sonra biri diğerinden küçük bir açıyla daha fazla döndürülür. Bu nedenle, iki bileşenin toplamı olarak elde edilen vektör (ve dolayısıyla polarizasyon düzlemi), Faraday dönüşü olarak bilinen plazmadan geçerken döndürülür . Uzun bir mesafeden sonra toplam dönüş çok büyük olabilir ve iyonosferin hareketi nedeniyle sürekli değişir. Dikey polarizasyonlu bir yayın, düzensiz zaman aralıklarında yatay polarizasyonlu alıcıya da ulaşabilir. Alıcı anten buna yanıt vermezse, sinyal gücü çok büyük ölçüde değişir ve bu durum solma olarak bilinir .

Uydular ile telsiz komünikasyon farklı zaman ve sadece biraz için çok daha yüksek frekanslar, Faraday rotasyonu alt göre yöntem. ${\ displaystyle n _ {\ metin {sol}}}$${\ displaystyle n _ {\ metin {sağ}}}$

Polarizasyona bağlı absorpsiyon

İyonosferin bağlanmamış serbest elektronları , manyetik alan çizgileri etrafında sarmal olarak hareket edebilir ve böylece frekans ve dönüş yönü eşleşirse paralel bir elektromanyetik dalgadan enerji çekebilir . Bu siklotron rezonansı , yalnızca sağ dairesel polarize olağanüstü dalga durumunda gözlemlenebilir , çünkü yukarıdaki formüldeki payda sıfır olur. Sol dairesel polarize sıradan dalga bu şekilde plazmadaki herhangi enerjiyi kaybedemem. ${\ görüntü stili f = f_ {B}}$

Dünyanın manyetik alanının alan çizgileri , iyonosferin kuzey yarımküresini Dünya'ya işaret edecek şekilde yönlendirilir, onlara karşı olduğu gibi "görünür", bu nedenle sağ ve sol ters çevrilmelidir. Bu nedenle, burada yukarı doğru yayılan linkszirkuläre mili emilir HAARP iyonosfer çok ısıtılır.

Öte yandan, alt kısa dalga aralığında bir dalga halinde bir dikey yukarı doğru yayılan doğru dönüş yönünde (kuzey yarımkürede) , bu iyonosfer siklotron rezonans aracılığıyla herhangi bir enerji kaybetmez ve yansıyan iyonosfer de tarafından plazma frekansı aşılmazsa birkaç yüz kilometrelik bir yükseklik . Doğrusal olarak polarize bir dalga yukarı doğru yayılırsa, iletilen enerjinin yarısı iyonosferi ısıtır ve yalnızca geri kalanı sol dairesel polarize bir şekilde buraya geri gelir, çünkü yansıdığında dönüş yönü değişir.

Uydularla radyo iletişiminde, benzer ciddi fenomenlerden kaçınmak için frekanslar iyonosferin plazma frekansının çok üzerindedir.

Optik aralıkta ölçüm

(Örneğin manyetik olmayan) bir ortamın kırılma indisinin deneysel olarak belirlenmesi için, örneğin havadan bu ortama geçişteki Brewster açısı ölçülebilir. Bu durumda geçerlidir ${\ displaystyle \ mu _ {r2} \ ({\ text {med}}) = \ mu _ {r1} \ ({\ text {hava}})}$${\ görüntü stili n _ {\ metin {med}}}$

${\ displaystyle \ tan (\ alpha _ {\ text {Brewster}}) = {\ frac {n _ {\ text {med}}} {n _ {\ text {hava}}}} \ yaklaşık n _ {\ metin {med }}}$.

Ölçüm için bir refraktometre kullanılır.

Bir nesneyi farklı yoğunluktaki şeffaf sıvılara daldırarak, daldırma yöntemi olarak adlandırılan yöntemle kırılma indisinin tahmini mümkündür . Cismin ve sıvının kırılma indisi aynı olduğunda, cismin dış hatları kaybolur. Bu yöntem, örneğin, kırılma indisi yaklaşık 1.76 olan yakutları veya safirleri diiyodometan gibi uygun bir ağır sıvıya daldırarak tanımlamak için kolayca kullanılabilir (kırılma indisi = 1.74).

uygulama

Kırılma indisi, optik lenslerin temel belirleyicilerinden biridir . Optik aletlerin ( lensler , ölçüm aletleri, fotolitografideki pozlama sistemleri ) tasarımı için optik hesaplama sanatı, farklı kırılma mercek yüzeylerinin uygun cam türleri ile kombinasyonuna dayanmaktadır.

Gelen kimya ve eczacılık , kırılma indeksi genellikle sıvı maddelerin karakterize etmek için belirli bir sıcaklıkta kullanılır. Kırılma indisinin belirlendiği sıcaklık ve dalga boyu, 20 ° C ve sodyum D çizgisi z için kırılma indisi sembolüne eklenir. B. .${\ displaystyle n_ {D} ^ {20}}$

Kırılma indisinin belirlenmesi, bir çözücüdeki belirli bir maddenin içeriğinin basit bir şekilde belirlenmesini sağlar:

• Şeker içinde şarap , bkz derece Brix ve dereceleri Oechsle
• Reçine içinde çözücünün
• İçten yanmalı motorların veya termal güneş enerjisi sistemlerinin soğutma suyundaki antifriz (çoğunlukla etilen glikol )

Atom yapısı ile bağlantı

Kristal malzemelerle

Bir kırılma indeksi kristal derecesi malzemede, atom yapısına doğrudan bağlı kristalinite ve kristal kafes bir katı bir etkiye sahip olan ilgili bant yapısı . Olarak görülebilir spektrumda , bu kayma ile, örneğin, görülebilir bant aralığı .

Bir anizotropik kristal yapı , malzemenin farklı polarize ışık için farklı kırılma indekslerine sahip olduğu çift ​​kırılma gibi etkiler de üretebilir . Bu durumda, indikatriks üç eksenli bir elipsoid ( göstergesi elipsoid ) ve orada ana kırılma indisleri , ve (aynı zamanda  n ₁ , n, ₂ ve  n, ₃ O anlamına gelir), indeksleme her zaman olduğu gerçekleştirilir: .${\ görüntü stili n _ {\ alfa}}$${\ görüntü stili n _ {\ beta}}$${\ görüntü stili n _ {\ gama}}$${\ displaystyle n _ {\ alpha} <n _ {\ beta} <n _ {\ gama}}$

İçinde dönen kristal sistemleri ( trigonal , tetragonal ve altıgen ) olarak da bilinir tensörünün ana ekseni optik eksen , kristalografik C ekseni ile çakışmaktadır. Bu optik olarak tek eksenli malzemelerle

• sıradan ışının (ingilizce sıradan ışın ) kırılma indisine karşılık gelir ve genellikle  n _o , n _veya , n _? veya belirlenmiş.${\ görüntü stili n _ {\ alfa} = n _ {\ beta}}$${\ displaystyle n _ {\ perp}}$
• Benzer şekilde, ( ) olağanüstü ışın için kırılma indisi (ingilizce. Olağanüstü ışın ) ve  n _ao , n _e , n _{e olarak} adlandırılır veya belirtilir.${\ görüntü stili n _ {\ gama}}$${\ displaystyle \ neq n _ {\ alpha}}$${\ görüntü stili n _ {\ paralel}}$

Ayrıca bkz . indeks elipsoidi ve Fresnel elipsoidinin yapımı .

Kısmen kristal ve amorf malzemeler için

Silikat ve borosilikat camlar için kırılma indisi ve yoğunluk ilişkisi

Durumunda kısmi kristalli veya amorf malzeme, atomik yapısı, kırılma indeksi üzerinde önemli bir etkisi vardır. Kural olarak, silikat , kurşun silikat ve borosilikat camların kırılma indisi yoğunluklarıyla birlikte artar .

Bu genel eğilime rağmen, kırılma indisi ve yoğunluk arasındaki ilişki her zaman doğrusal değildir ve şemada gösterildiği gibi istisnalar meydana gelir:

• nispeten büyük bir kırılma indeksi ve küçük bir yoğunluğa, gözlük ışık elde edilebilir metal oksitleri gibi Li, ₂ O veya MgO içeren
• PbO ve BaO içeren camlarda ise bunun tersi sağlanır .

Negatif kırılma indeksleri

Tarih

1968'de Sovyet fizikçi Wiktor Wesselago, negatif kırılma indisine sahip malzemelerin garip davranışını şöyle tanımladı : "Eğer üretim başarılı olsaydı , çözünürlüğü sıradan optik malzemelerden yapılmış merceklerden çok daha iyi olacak mercekler üretmek için bunları kullanabilirdi ".

1999'da Sir John Pendry , mikrodalgalar için negatif kırılma indeksine sahip metamalzemeler için bir tasarım önerdi ve kısa bir süre sonra gerçekleştirildi.

2003, Yong Zhang'a ait bir grup , Colorado'da , itriyum, vanadyum ve oksijenden oluşan bir bileşik olan itriyum - vanadat (YVO ₄ ) kristallerinin, daha fazla işlem frekansı alanı olmadan bile büyük ışık dalgaları için negatif bir kırılma indisine sahip olduğunu keşfetti . Kristal, simetrik optik eksenlere sahip iç içe iki kristal kafesten oluşur . Negatif kırılma sadece geliş açısının belirli bir açısal aralığında meydana gelir . Gelecekteki deneylerde , araştırmacılar, Doppler etkisinin tersine çevrilmesi ve Cherenkov radyasyonu gibi, negatif kırılmanın diğer şüpheli özelliklerini test etmek istiyorlar .

2007 yılında, Vladimir Shalaev ve Purdue Üniversitesi'nden meslektaşları, yakın kızılötesi aralığında radyasyon için negatif kırılma indeksine sahip bir meta malzeme sundular .

2007 yılında liderliğindeki fizikçiler Ulf Leonhardt dan University of St Andrews başarılı ters sözde Casimir etkisi (aynı zamanda kuantum havalanma olarak bilinen Casimir etkisi, ters) ( “solak malzemeyi” negatif kırılma indeksi metamalzeme kullanarak ). Bu, (neredeyse) pürüzsüz nanoteknolojinin gelecekteki perspektifini açar .

Kırınım ile sınırlı olmayan lensler

2000 yılında John Pendry, çözünürlüğü kırınım limiti ile sınırlı olmayan bir lens üretmek için negatif kırılma indisine sahip bir malzemenin kullanılabileceğini gösterdi . Sınırlayıcı bir koşul, merceğin, kaybolan dalganın henüz çok fazla azalmaması için nesnenin yakın alanında olması gerektiğidir . Görünür ışık için bu, yaklaşık <1 µm'lik bir mesafe anlamına gelir. Birkaç yıl sonra, Berkeley Üniversitesi'nde Xiang Zhang ile çalışan araştırmacılar, kullanılan ışığın dalga boyunun altıda biri çözünürlüğünde bir mikroskop yapmayı başardılar .

Edebiyat

• Michael Bass: Optik El Kitabı Cilt 1. Optik Teknikler ve Tasarım: . 2. Baskı. Mcgraw-Hill Professional, 1994, ISBN 0-07-047740-X . 
• Martin Roß-Messemer: Görünürdeki en küçük açı . içinde: yenilik . Hayır. 10 , 2001, s. 22–23 ( PDF; 705 kB, 9 Kasım 2012'de arşivlendi ( 9 Kasım 2012 hatırası , Internet Archive'de ) [erişim tarihi 20 Haziran 2016]). 
• Schott Glass (Ed.): Optik Cam Özellikleri. 2000 (ürün kataloğu; çeşitli cam türlerinin kırılma indeksleri). PDF; 257 kB.

İnternet linkleri

Vikisözlük: kırılma indisi  - anlam açıklamaları, kelime kökenleri, eş anlamlılar, çeviriler

• C. Wolfseer: Kırılma . Erişim tarihi: 20 Aralık 2009 (Geogebra ile Dinamik Çalışma Sayfaları).
• Belle Dume: Işık hızı, negatif kırılma ile ihlal edilmez . PhysicsWeb, 20 Mart 2003, erişim tarihi 20 Aralık 2009.
• Kırılma indeksi ve absorpsiyon katsayısı veritabanı . Filmmetrics (Ed.), Erişim tarihi: 4 Ağustos 2011.
• RefraktifIndex.INFO - kırılma indeksleri için veritabanı . Mikhail Polyanskiy (Ed.), Erişim tarihi: 20 Aralık 2009.
• Polimerlerin TexLoc Kırılma İndeksi (Engl.) ( Memento de 27 Ekim 2010 , Internet Archive )

Bireysel kanıt

1. ↑ Eugene Hecht: Optik . Oldenbourg Verlag, 2005, ISBN 978-3-486-27359-5 , bölüm 4.8 ( Google kitap aramada sınırlı önizleme ). 
2. ↑ Charles Kittel: Katı Hal Fiziğine Giriş . Oldenbourg Wissenschaftsverlag, 2005, ISBN 3-486-57723-9 . 
3. ^ ^{A b} Richard Feynman, Roberts Leighton Matthew Sands: Fizik üzerine Dersler . Cilt 1, Bölüm 31-4 ( Google Kitap Arama'da sınırlı önizleme ).
4. ↑ Wolfgang Demtröder: Deneysel Fizik 2: Elektrik ve optik . Bölüm 8.3.2 ( Google Kitap aramasında sınırlı önizleme ).
5. ↑ ^{a b c} Ludwig Bergmann, Clemens Schaefer: Deneysel Fizik Ders Kitabı: Optik . Bölüm 2.6, Radyasyonun Soğurulması. ( Google Kitap aramasında sınırlı önizleme ).
6. ↑ Mark Fox: Katıların Optik Özellikleri . Oldenbourg Verlag, 2012, ISBN 978-3-486-71240-7 ( Google kitap aramasında sınırlı önizleme ). 
7. ↑ Agnes Ott: Alüminyum alaşımlarının lazer radyasyonu ile yüzey modifikasyonu: Proses anlayışı ve katman karakterizasyonu . Herbert Utz Verlag, 2009, ISBN 978-3-8316-0959-8 ( Google kitap aramasında sınırlı önizleme ). 
8. ↑ https://refraactiveindex.info/?shelf=main&book=Cs&page=Smith
9. ↑ https://www.filmetrics.de/refraactive-index-database
10. ↑ David R. Lide (Ed.): CRC Kimya ve Fizik El Kitabı . 90. baskı. (İnternet versiyonu: 2010), CRC Press / Taylor ve Francis, Boca Raton, FL, Physical Constants of Organic Compounds, s. 3-232.
11. ^ J. D'Ans, E. Lax, kimyagerler ve fizikçiler için ciltsiz kitap . 2. baskı 1949, s. 1358.
12. ↑ David R. Lide (Ed.): CRC Kimya ve Fizik El Kitabı . 90. baskı. (İnternet versiyonu: 2010), CRC Press / Taylor ve Francis, Boca Raton, FL, Index of Refraction of Air, s. 10-252.
13. ^ İyonosferik Etkiler - Homojen plazmalarda yayılma. (PDF; 2,2 MB) (Artık mevcut çevrimiçi.) Arşivlenen gelen orijinal üzerinde 17 Şubat 2013 ; 20 Haziran 2016 tarihinde erişildi . 
14. ↑ Christopher Watts: Görüntüleme ve polarizasyon üzerinde iyonosferik etkiler. (PDF) Max Planck Bonn Radyo Astronomi Enstitüsü, 5 Ekim 2010, erişim tarihi 20 Haziran 2016 (sunu slaytları - Irsee Manastırı toplantısı 2010). 
15. ↑ Mainflingen çapraz dipol .
16. ↑ Avrupa Farmakopesi . 6. baskı, Deutscher Apotheker Verlag Stuttgart, 2008, ISBN 978-3-7692-3962-1 , s. 34.
17. ^ Will Kleber , Hans-Joachim Bautsch , Joachim Bohm : Kristalografiye Giriş . Oldenbourg, 2002, ISBN 3-486-59885-6 , s. 304 ( Google Kitap Arama'da sınırlı önizleme ). 
18. ^ Camların Kırılma İndisinin Hesaplanması. Açık: Glassproperties.com.
19. ↑ Viktor G. Veselago: E ve µ Eşzamanlı Negatif Değerleri Olan Maddelerin Elektrodinamiği . In: Sovyet Fiziği Uspekhi . bant 10 , hayır. 4 , 30 Nisan 1968, s. 509-514 , doi : 10.1070 / PU1968v010n04ABEH003699 . 
20. ↑ JB Pendry, AJ Holden, DJ Robbins, WJ Stewart: İletkenlerden gelen manyetizma ve gelişmiş doğrusal olmayan fenomenler . In: Mikrodalga Teorisi ve Teknikleri Üzerine IEEE İşlemleri . bant 47 , hayır. 11 , 1999, s. 2075-2084 , doi : 10.1109 / 22.798002 . 
21. ^ RA Shelby, DR Smith, S. Schultz: Negatif Kırılma İndeksinin Deneysel Doğrulaması . İçinde: Bilim . bant 292 , hayır. 5514 , 4 Haziran 2001, s. 77-79 , doi : 10.1126 / bilim.1058847 . 
22. ↑ C. Kusko, Z. Zhai, N. Hakim, RS Markiewicz, S. Sridhar, D. Colson, V. Viallet-Guillen, A. Forget, Yu. A. Nefyodov, MR Trunin, NN Kolesnikov, A. Maignan, A. Daignere, A. Erb: Kuprat süper iletkenlerinin yalancı boşluk durumunda toplu taşıma nedeniyle anormal mikrodalga iletkenliği . İçinde: Fiziksel İnceleme B . bant 65 , hayır. 13 , 6 Şubat 2002, s. 132501 , doi : 10.1103 / PhysRevB.65.132501 . 
23. ^ İş Yerinde Solak Malzeme. (Artık çevrimiçi olarak mevcut değil.) İçinde: Fizik Haberleri. Arşivlenmiş orijinal ile 1 Ekim 2013 ; 20 Haziran 2016 tarihinde erişildi . 
24. ^ Yong Zhang, B. Fluegel, A. Mascarenhas: Balistik Elektronlar ve Işık için Gerçek Kristallerde Toplam Negatif Kırılma . İçinde: Fiziksel İnceleme Mektupları . bant 91 , hayır. 15 , 9 Eylül 2003, s. 157404 , doi : 10.1103 / PhysRevLett.91.157404 . 
25. ^ VM Shalaev: Optik negatif indeksli metamalzemeler . İçinde: Nat. Fotonik . bant 1 , 2007, s. 41-48 , doi : 10.1038/nphoton.2006.49 . 
26. ↑ Rainer Scharf: Bazen hiçbir şey de itmez . İçinde: Frankfurter Allgemeine Zeitung . bant 11 , 14 Ocak 2009, s. N1 . 
27. ↑ Ulf Leonhardt ve diğerleri .: Solak metamalzemelerle kuantum havaya yükselme . İçinde: Yeni J. Phys . bant 9 , 2007, s. 254 , doi : 10.1088/1367-2630/9/8/254 . 
28. ↑ JB Pendry: Negatif Kırılma Mükemmel Bir Lens Yapar . İçinde: Fizik Rev. Lett. bant 85 , 2000, s. 3966 , doi : 10.1103 / PhysRevLett.85.3966 . 
29. ↑ H. Lee, Y. Xiong, N. Fang, W. Srituravanich, S. Durant, M. Ambati, C. Sun, X. Zhang: Optik süperlens görüntülemenin kırınım sınırının altında gerçekleştirilmesi . İçinde: Yeni J. Phys . bant 7 , 2005, s. 255 , doi : 10.1088 / 1367-2630 / 7/1/255 ( tam metin ( 1 Eylül 2012 tarihli İnternet Arşivinden hatıra ) [PDF; 2.5 MB ; 20 Haziran 2016'da erişildi]). Kırınım sınırının altında optik süperlens görüntülemenin gerçekleştirilmesi ( İnternet Arşivi'nde 1 Eylül 2012 tarihli Memento ).