В. Нетребко, И. П
 Скачать 5.4 Mb.
|
|
§13. Электромагнитныеволны Краткие теоретические сведения Рассмотрим свойства электромагнитного поля, существующего в однородном ( ε=const, µ=const) незаряженном ( 0 ≡ ρ ) диэлектрике. Из системы уравнений Максвелла для напряженности электрического поля можно получить так называемое волновоеуравнение: , 0 E 1 2 2 2 = ∂ ∂ − ∆ t c E (13.1) где ( ) 2 1 0 0 − = µµ εε c . Аналогичное уравнение справедливо и для напряженности магнитного поля в диэлектрике (или в вакууме, чему соответствует ε=µ=1). В общем случае волновое уравнение описывает некоторое возмущение электромагнитного поля, распространяющееся в среде со скоростью с, которую обычно представляют в следующем виде: , 0 εµ c c = (13.2) м/с 10 3 1 8 0 0 0 ⋅ = = µ ε c (13.3) Определенная таким образом константа с 0 есть не что иное как скоростьсвета в вакууме. Соответственно, выражение (13.2) описывает скорость распространения электромагнитных возмущений в диэлектрике, которая в εµ раз меньше скорости света в вакууме. Для электромагнитных волн видимого диапазона, которые могут распространяться в диэлектриках с µ≈1, принято §13. Электромагнитныеволны 240 вводить показательпреломлениясреды ε = n , показывающий во сколько раз данное вещество уменьшает скорость волны. Важным частным случаем общего решения волнового уравнения является плоская монохроматическая электромагнитная волна, поле которой описывается следующими формулами: ) cos( E A kz t E − = ω , (13.4) ( ) kz t H H A − = ω cos , (13.5) где A E и A H – амплитудные значения напряженности электрического и магнитного поля, ω – круговая частота волны, а k – ее волновоечисло, определенное так: λ π ω 2 = = c k , (13.6) λ – длина волны. В выражениях (13.4-5) координата z отсчитывается вдоль направления распространения волны. Важность рассмотрения свойств плоских монохроматических волн связана с тем, что принцип суперпозиции позволяет представить произвольную электромагнитную волну в виде суммы (в общем случае – бесконечной) плоских монохроматических волн. Как следует из уравнений Максвелла, электрическое и магнитное поле плоской монохроматической электромагнитной волны не являются независимыми, а связаны следующим соотношением: H ] E [ 0 0 µµ εε = n , (13.7) где n – единичный вектор , задающий направление распространения волны Таким образом , векторы n , E и H в каждый момент времени образуют правую тройку , т е плоская электромагнитная волна является поперечной : §13. Электромагнитные волны 241 векторы E и H лежат в плоскости , перпендикулярной направлению распространения волны , и их колебания являются синфазными Поскольку и электрическое и магнитное поле обладают определенной энергией , электромагнитная волна переносит энергию в пространстве Объемная плотность энергии , переносимой электромагнитной волной , равна 2 0 E w εε = (13.8) Плотность потока энергии электромагнитной волны , т е энергия , переносимая волной за единицу времени через единичную площадку , перпендикулярную направлению распространения волны , характеризуется вектором Пойнтинга : n wc E = = Π ] H [ (13.9) Как следует из (13.4), (13.8) и (13.9), значение вектора Пойнтинга осциллирует с частотой 2 ω. Например , для электромагнитных волн видимого диапазона эта частота составляет порядка 10 15 рад /c. Поэтому , часто бывает более уместно говорить о средней за период плотности потока энергии электромагнитной волны Эта величина называется интенсивностью электромагнитной волны и определяется следующим образом : ∫ Π ≡ Π = T T dt T I 0 1 , (13.10) где ω π 2 = T – период волны. В системе СИ интенсивность электромагнитной волны измеряется в ваттахнаквадратныйметр (Вт/м 2 ). Пример 13.1 . Источник излучает электромагнитную волну с частотой ω в направлении приемника, равномерно движущегося со скоростью v, много меньшей скорости света, вдоль прямой, соединяющей источник и приемник. Какова будет частота электромагнитной волны, регистрируемой приемником? §13. Электромагнитныеволны 242 Решение . Пусть источник излучает волну в направлении оси OZ (см. Рис.13.1). Тогда в системе координат, связанной с источником, напряженность электрического поля этой волны описывается выражением (13.5): ) cos( ) , ( E A kz t E t z − = ω , где t – время, A E – амплитудное значение напряженности, c k ω = – волновое число, а c – скорость света в среде, где распространяется волна. Введем систему координат, связанную с приемником так, чтобы ее ось Z O ′ ′ была параллельна оси OZ. Тогда «штрихованные» и «нештрихованные» координаты связаны соотношением vt z z − ′ = , (13.11) где скорость v считается положительной, если приемник приближается к источнику и отрицательной – если удаляется. Для описания электрического поля волны в «штихованной» системе координат, связанной с приемником, подставим (13.11) в (13.4): ( ) ( ) [ ] ( ) [ ] ' cos ' cos , ' kz t kv E vt z k t E t z E A A − + = − − = ω ω Вспоминая, что c k ω = , окончательно получаем ( ) − + = ' 1 cos , ' kz t c v E t z E A ω Как видно из (13.4), круговая частота волны есть множитель при времени в аргументе гармонической функции. В последнем выражении соответствующий множитель равен: Рис.13.1 §13. Электромагнитныеволны 243 + = ′ c v 1 ω ω (13.12) Это и есть частота волны в системе координат , связанной с приемником , то есть искомая регистрируемая частота Изменение регистрируемой приемником частоты волны при относительном движении приемника и источника волны называется эффектом Доплера Он имеет место не только для электромагнитных волн , но вообще для волн любой природы , например – звуковых Как видно из (13.12), регистрируемая частота больше частоты , с которой излучает источник , если приемник приближается к источнику и меньше – если удаляется Это можно заметить , например , сравнивая шум приближающегося и удаляющегося поезда Пример 13.2. Оценить при какой интенсивности электромагнитной волны напряженность ее электрического поля становится сравнима с напряженностью внутриатомного поля Решение . Поскольку в условии речь идет об оценке и тип атома явно не указан , выберем самый простой – атом водорода , состоящий из одного протона и одного электрона Согласно классической модели атома водорода , электрон вращается вокруг протона по круговой орбите радиусом a 0 =0,53 ⋅10 -10 м , который называют боровским радиусом Следовательно , напряженность i E электрического поля протона во всех точках электронной орбиты равна по модулю 2 0 0 4 1 a e E i πε = , где e – заряд протона , равный элементарному заряду Пусть на такой атом водорода падает плоская монохроматическая электромагнитная волна Напряженность E электрического поля этой волны , описываемая выражением (13.4) сравнивается с напряженностью §13. Электромагнитные волны 244 внутриатомного поля , если ее амплитудное значение A E сравнивается по модулю с i E Для того , чтобы определить – какова будет при этом интенсивность волны I, воспользуемся формулами (13.9-13.10): r r w c I 0 = Π = Так как в нашем случае 1 = ε , то согласно (13.4) 2 0 0 2 2 0 0 2 0 2 1 cos A r A r E c t E c E I ε ω ε ε = = = Учитывая , что i A E E = , окончательно находим 4 0 0 2 2 0 32 a e c I ε π = , где Π и w – соответственно , плотность потока энергии и объемная плотность энергии волны , а угловыми скобками обозначено усреднение по времени на промежутке , равном периоду волны T. Подставляя в полученную формулу табличные константы , получим искомую оценку : 20 10 ≈ I Вт / м 2 Пример 13.3 Плоская монохроматическая электромагнитная волна нормально падает из вакуума на плоскую поверхность проводника Чему равно среднее ( за период ) давление этой волны на проводник , если интенсивность волны – I? Считать , что волна полностью поглощается §13. Электромагнитные волны 245 Решение . Рассмотрим физически бесконечно малый объем проводника dV, расположенный на его поверхности Пусть вектора E и H падающей волны направлены как показано на Рис .13.2. Электрическое поле волны вызывает в проводнике ток , плотность которого j определяется законом Ома : E j λ = , где λ – проводимость проводника Так как в электромагнитной волне векторы E и H всегда ортогональны , этот ток протекает в направлении , перпендикулярном напряженности магнитного поля падающей волны Следовательно , это магнитное поле будет действовать на проводник с током с силой Ампера (7.2). Посчитаем силу Ампера F d , действующую на объем проводника dV: [ ] [ ] H l d dJ B l d gJ F d , , 0 µµ = = , где B – индукция магнитного поля волны , µ – магнитная проницаемость проводника , l d – высота объема dV ( см рис .13.2), а 1 S d j dJ ⋅ = – элементарный ток , протекающий через верхнюю поверхность 1 S d этого объема С учетом введенных обозначений перепишем последнее выражение в следующем виде : ( ) [ ] H l d S d j F d , , 1 0 µµ = Так как j параллельна l d , то ( ) [ ] [ ] H j dV H j S d l d F d , , , 0 1 0 µµ µµ = = Рис.13.2 §13. Электромагнитные волны 246 Напомним , что вектор напряженности магнитного поля перпендикулярен E и Π (13.9), поэтому выражение для силы можно переписать в виде [ ] [ ] ( ) ( ) { } n j E E j n dV E n j dV F d , , , 0 0 0 0 0 − = = µµ εε µµ εε µµ , где ε – диэлектрическая проницаемость среды,с– скорость света в ней, а n – единичный вектор, задающий направление распространения электромагнитной волны. Учитывая направление векторов j E , и n , получим ( ) E j 1 dV c dF = В силу закона Джоуля-Ленца (6.10), протекание по проводнику электрического тока вызывает выделение в нем тепла. При этом в теплоту превращается энергия падающей волны, совершающей работу по перемещению зарядов в проводнике. Далее будем для простоты считать, что вся энергия волны поглощается поверхностным слоем проводника. Тогда мы можем приравнять энергию wdV dW = EM (w – объемная плотность энергии), приносимую волной внутрь элемента объема dV за время dt, и энергию ( ) dVdt E dW , j Дж = , выделяющуюся в нем за это время в виде Джоулева тепла. Следовательно, выражение для силы F d можно переписать в следующем виде: n cdt dW n dt dW c F d EM Дж = = 1 Напомним, что dl cdt = и wdV dW EM = , откуда n wdS n dl dV w F d 2 = = , §13. Электромагнитныеволны 247 где dS 2 – площадь боковой поверхности элемента объема dV, ориентированной перпендикулярно направлению распространения волны. Итак, мы нашли силу Ампера, действующую со стороны падающей электромагнитной волны на элемент объема dV проводника. По определению, давление есть отношение нормальной проекции силы, действующей на элемент поверхности тела, к площади этого элемента. Таким образом, давление p волны на проводник равно: 2 dS dF p n = , или согласно (13.10) c p Π = , где Π – плотность потока энергии волны. Так как по условию требуется найти среднее давление, необходимо усреднить последнее равенство по периоду электромагнитной волны: c I c p T T = Π = Пример 13.4. Плоская монохроматическая электромагнитная волна распространяется в вакууме. Длина волны – λ 1 =1 м. На ее пути находится антенна, состоящая из двух одинаковых заземленных проводящих стержней, ориентированных параллельно направлению колебаний вектора E волны и отстоящих друг от друга на расстояние d=50 см. Возникающая при этом максимальная разность потенциалов между незаземленными концами стержней составляет = ∆ max 1 U 20 мкВ. Чему будет равна эта разность потенциалов в случае падения на антенну плоской монохроматической электромагнитной волны с такой же интенсивностью и длиной λ 2 =3 м. §13. Электромагнитныеволны 248 Решение . Поскольку стержни ориентированы параллельно направлению колебаний вектора E электромагнитной волны, они перпендикулярны направлению ее распространения (см. рис.13.3). Следовательно, в каждый момент времени каждый из стержней находится в однородном электрическом поле. Пусть каждый стержень имеет длину l . Тогда потенциалы U 1,2 верхних концов стержней связаны с напряженностями E 1,2 электрического поля волны в соответствующих поперечных плоскостях следующими соотношениями: l E U 2 , 1 2 , 1 − = (13.13) Здесь учтено, что вектора 2 , 1 E параллельны стержням, а нижние концы стержней заземлены, т.е. имеют нулевой потенциал. Напряженность электрического поля плоской монохроматической электромагнитной волны описывается выражением (13.4): ) cos( ) , ( E A kz t E t z − = ω , где z – продольная координата, t – время, A E – амплитудное значение напряженности, а λ π 2 = k – волновое число. Введем координатную ось OZ так, чтобы координата первого стержня была равна нулю. Тогда из (13.4) имеем: t E E A ω cos 1 = ; ( ) kd t E E A − = ω cos 2 Рис.13.3 §13. Электромагнитныеволны 249 Следовательно , разность потенциалов между незаземленными концами стержней с учетом (13.13) равна ( ) − = − = − = ∆ 2 sin 2 sin 2 1 2 2 1 kd t kd l E E E l U U U A ω Отсюда видно , что эта разность потенциалов осциллирует с частотой ω , а ее максимальное значение max U ∆ равно : λ π d l E kd l E U sin 2 2 sin 2 A A max = = ∆ Итак , искомая разность потенциалов действительно зависит от длины волны , а отношение разностей потенциалов max 1 U ∆ и max 2 U ∆ , соответствующих длинам волн λ 1 и λ 2 , равно : 1 2 max 1 max 2 sin sin λ π λ π d d U U = ∆ ∆ Выражая отсюда max 2 U ∆ , получим окончательный ответ задачи Подстановка численных данных из условия дает результат max 2 U ∆ =10 мкВ Пример 13.5. Оцените поперечную компоненту электрического поля заряда q , в течение небольшого промежутка времени двигавшегося равноускоренно с ускорением a Примечание : поперечным считается направление , перпендикулярное отрезку , соединяющему заряд и точку , где рассматривается его электрическое поле §13. Электромагнитныеволны 250 Решение . Для начала конкретизируем закон движения заряда Итак , пусть он при t <0 покоился в начале координат , потом в течение небольшого промежутка времени ∆t двигался вдоль оси Ox с заданным ускорением a , после чего продолжал движение в том же направлении с набранной скоростью Рассмотрим картину силовых линий электрического поля , создаваемого этим зарядом в момент времени t t ∆ >> 0 Как известно , любые электромагнитные возмущения распространяются в пространстве со скоростью света с 0 ( рассматриваем уединенный заряд в вакууме ). Поэтому , « информация » о том , что заряд начал двигаться при t =0, к моменту времени t 0 будет « недоступна » за пределами сферы радиуса 0 0 1 t c R = с центром в начале координат Таким образом , за пределами этой сферы электрическое поле будет точно таким , как поле , создаваемое зарядом , покоящимся в начале координат , т е его силовые линии радиально расходятся из точки O Рассмотрим одну такую линию , составляющую угол θ с осью Ox ( см рис .13.4). Как устроено электрическое поле ускоренно движущегося заряда , мы пока не знаем Зато нам известно , что при t t ∆ > заряд двигался равномерно , создавая поле , которое в каждый момент времени выглядит как электростатическое , но перемещается вместе с зарядом Внутри сферы радиусом ( ) t t c R ∆ − = 0 0 2 с центром в точке , соответствующей положению заряда в момент времени t 0 , « информация » о прекращении ускоренного движения заряда уже « доступна ». Поэтому на поверхности этой сферы электрическое поле заряда q в момент времени t 0 определяется его положением s в рассматриваемый момент времени : Рис.13.4 §13. Электромагнитныеволны 251 ( ) ( ) t t a t t t t t a t a t x s ∆ ≈ << ∆ ≈ ∆ − ∆ + ∆ = ≡ 0 0 0 2 // // 2 ) ( (13.14) Проведем внутри меньшей сферы силовую линию , составляющую угол θ с осью Ox Как известно , силовые линии электрического поля могут прерываться только на электрических зарядах Поэтому мы должны замкнуть наши две силовые линии отрезком ломаной Итак , мы установили , что существует излом силовых линий электрического поля , движущийся в направлении « от заряда » со скоростью света , причем в пределах этого излома поле направлено не параллельно направлению его движения Иными словами , в пределах излома электрическое поле имеет поперечную компоненту Таким образом , этот излом по своим свойствам напоминает электромагнитный импульс , т е электромагнитную волну , ограниченную в пространстве и во времени Из геометрических соображений можем найти отношение поперечной ⊥ E и продольной || E компонент электрического поля этого импульса : t c s t c h E E ∆ = ∆ = ⊥ 0 0 // sin θ , или с учетом (13.14) 0 0 // sin c at E E θ = ⊥ При этом продольную компоненту этого поля мы знаем – это обыкновенное Кулоновское поле на поверхности меньшей сферы : 2 2 0 || 4 1 R q E πε = Из последних двух соотношений следует , что §13. Электромагнитныеволны 252 ( ) 2 2 0 0 0 0 2 || 0 0 || 4 sin sin sin R c q a c c R a E c t a E E πε θ θ θ = ≈ = ⊥ Здесь учтено , что 0 2 0 c R t ≈ и 0 t t << ∆ Учитывая , что R 2 – не что иное как расстояние между текущим положением заряда и рассматриваемым электромагнитным импульсом , а ускорение a соответствует моменту времени t =+0, перепишем последнюю формулу в более общем виде : ( ) 0 2 0 0 0 2 0 0 4 sin ) ( 4 sin ) , , ( c r t a r c q t t a r c q t r E − = − = ⊥ πε θ πε θ θ , где r – текущее расстояние от заряда до точки , где « измеряется » напряженность электрического поля , а θ – полярная координата этой точки относительно направления движения заряда Пример 13.6. Плоская монохроматическая световая волна с интенсивностью I 0 падает под углом θ 1 на плоскую границу раздела сред , показатели преломления которых равны n 1 и n 2 Найдите интенсивность I R волны , отраженной от границы раздела , и интенсивность I T волны , прошедшей во вторую среду , при условии , что в падающей волне колебания вектора E происходят в направлении , параллельном поверхности раздела сред §13. Электромагнитныеволны 253 Решение . Введем декартову систему координат таким образом , чтобы плоскость xOz являлась плоскостью падения , т е плоскостью , образованной нормалью к поверхности раздела ( ось Oz ) и вектором 0 n r , задающим направление распространения падающей волны ( см Рис .13.5). Коль скоро по условию задачи колебания вектора E в падающей волне происходят в направлении , параллельном поверхности раздела сред , то в силу поперечности световых волн это направление совпадает с осью Oy Световые волны , в которых направление колебаний вектора E перпендикулярно плоскости падения называются s- поляризованными Соответственно , световые волны , в которых направление колебаний вектора E лежит в плоскости падения называются p- поляризованными Заметим , что любую волну можно представить в виде суперпозиции s- и p- поляризованных волн На границе раздела двух диэлектриков напряженности электрического и магнитного поля обязаны удовлетворять граничным условиям (4.6) и (8.9), заключающимся в том , что тангенциальные компоненты обеих напряженностей непрерывны на границе Электрические поля падающей , отраженной и прошедшей волн определяются выражениями типа (13.4), а магнитные – типа (13.5) ( следует иметь в виду , что направления распространения этих трех волн различны , поэтому в этих выражениях каждая из волн имеет « свою собственную » ось z ). Поскольку поля волн осциллируют как во времени , так и в пространстве , а граничные условия должны выполняться как тождества в любой точке пространства и в любой момент времени , мы можем подставлять в граничные условия не сами поля , а их амплитуды A E и A H В среде 1 действуют поля падающей ( индекс «0») и отраженной ( индекс « R ») волн , а в Рис.13.5 §13. Электромагнитныеволны 254 среде 2 – поля прошедшей ( индекс « T ») волны Таким образом , граничные условия для электрических и магнитных полей выглядят следующим образом : T A R A A E E E τ τ τ = + 0 , (13.15) T A R A A H H H τ τ τ = + 0 , (13.16) где индекс « τ » означает тангенциальные проекции векторов A E и A H Для s- поляризованных волн во введенной системе координат тангенциальные проекции напряженностей электрических полей суть y - проекции , а тангенциальные проекции напряженностей магнитных полей – х - проекции Поэтому можем переписать (13.15-16) с учетом выбора системы координат и типа поляризации падающей волны ( очевидно , что и отраженная и прошедшая волны также являются s- поляризованными ): T y A R y A y A E E E = + 0 , (13.17) T x A R x A x A H H H = + 0 (13.18) Воспользуемся теперь соотношением (13.7) для того , чтобы выразить проекции магнитных полей через проекции электрических : − = y A z z A y x A E n E n H 0 0 µµ εε , а так как 0 ≡ z A E , то y A z x A E n H 0 0 µµ εε − = (13.19) §13. Электромагнитныеволны 255 Это справедливо для всех трех волн, с учетом их направлений n и различных значений диэлектрической и магнитной проницаемости в первой и второй среде. Из рисунка видно, что 1 0 cos θ − = z n , 1 cos θ = R z n (угол отражения равен углу падения), а 2 cos θ − = T z n . Поэтому 1 0 0 1 0 1 0 cos θ µ µ ε ε y A x A E H = , 1 0 1 0 1 cos θ µ µ ε ε R y A R x A E H − = , 2 0 2 0 2 cos θ µ µ ε ε T y A T x A E H = (13.20) Для прозрачных диэлектрических сред магнитная проницаемость равна единице, а корень из диэлектрической проницаемости есть показатель преломления среды n (см. (13.2)). С учетом этого подставим выражения (13.20) в граничное условие (13.18): 2 2 1 1 1 0 1 cos cos cos θ θ θ T y A R y A y A E n E n E n = − , или, с учетом связи между углами θ 1 и θ 2 , определяемой известным законом преломления, 1 1 2 2 sin sin θ = θ n n : 2 2 1 0 1 sin cos sin cos θ θ θ θ T y A R y A y A E E E = − (13.21) Выражения (13.7) и (13.11) представляют собой систему уравнений для нахождения двух неизвестных амплитуд, R y A E и T y A E . Решение этой системы имеет вид: ( ) ( ) 2 1 1 2 0 sin sin θ θ θ θ + − = y A R y A E E , (13.22) §13. Электромагнитныеволны 256 2 1 0 tg tg 1 2 θ θ − = y A T y A E E (13.23) Итак, мы нашли y-проекции амплитуд напряженностей электрического поля отраженной и прошедшей волны. Поскольку для s-поляризованных волн эти напряженности направлены вдоль оси Oy, то эти проекции и есть сами амплитуды. Как следует из формул (13.8), (13.9) и (13.10), интенсивность световой волны связана с амплитудой напряженности ее электрического поля следующим соотношением: 2 0 0 2 1 A nE c I ε = (13.24) Выражая из (13.22) и (13.23) квадраты амплитуд R y A E и T y A E и подставляя их в (13.24), получим окончательный ответ: ( ) ( ) 2 2 1 1 2 0 sin sin + − = θ θ θ θ I I R , ( ) 2 2 1 1 2 0 tg tg 1 4 θ θ + = n n I I T Задание для самостоятельной работы 13.1. Выведите формулу для напряженности электрического поля электромагнитной волны , излучаемой зарядом q, колеблющимся с частотой ω вдоль некоторой прямой Амплитуда колебаний заряда – x 0 13.2. Плоская монохроматическая световая волна распространяется в вакууме Максимальное значение напряженности магнитного поля этой волны – H 0 Какова средняя ( за период ) энергия , переносимая волной в единицу времени через поверхность полусферы радиуса R, основание которой перпендикулярно направлению распространения волны ? §13. Электромагнитные волны 257 13.3. Напряженность электрического поля монохроматической световой волны , распространяющейся в вакууме , описывается в цилиндрических координатах { } z , , ϕ ρ выражением ( ) ( ) kz t a e E p − − = ω ρ cos / E 2 0 , где p – единичный вектор , перпендикулярный оси OZ. Какова средняя ( за период ) мощность этой волны , т е средняя энергия , переносимая волной в единицу времени ? 13.4. Найдите закон движения свободного электрона в поле монохроматической электромагнитной волны частоты ω, если максимальное значение напряженности электрического поля этой волны – E 0 В момент падения переднего фронта волны на электрон последний покоился в начале координат , а фаза колебаний вектора E волны была равна ϕ. Указание : решать задачу , пренебрегая силой Лоренца ; выяснить условие применимости такого подхода 13.5. Плоская монохроматическая электромагнитная волна распространяется в вакууме На пути волны находится квадратная проводящая рамка со стороной a, плоскость которой ортогональна направлению вектора H волны , а одна из сторон параллельна направлению распространения волны Определите ЭДС , индуцируемую в рамке , если длина волны – λ, а максимальное значение напряженности электрического поля этой волны – E 0 13.6. Плоская монохроматическая световая волна с интенсивностью I 0 падает под углом θ 1 на плоскую границу раздела сред , показатели преломления которых равны n 1 и n 2 Найдите интенсивность I R волны , отраженной от границы раздела , и интенсивность I T волны , прошедшей во вторую среду , при условии , что в падающей волне колебания вектора E происходят в плоскости падения (p- поляризованная волна ). |