Из выражений
(5)
получаем соответствующие нормальные соста
-
вляющие
:
E
0
z
=
λ
0
E
0
x
,
E
00
z
=
λ
00
E
00
x
,
(9)
где
λ
(
i
)
=
−
t
(
i
)
x
/t
(
i
)
z
,
i
= 1
,
2
.
Фаза волны определяется уравнением
(1).
В выражениях
(8),
как
и в классической форме записи уравнений Френеля
,
если показатель
преломления второй среды больше
,
чем первой
,
то направление векто
-
ра электрической напряженности изменяется на противоположное
(
что
может быть представлено фазовым сдвигом на
180
o
).
Анизотропные среды
.
В отличие от случая изотропных сред
,
в за
-
даче присутствует до пяти волн
:
падающая волна
¯
E
0
,
две отраженные
¯
E
1
,
¯
E
2
и две преломленные волны
¯
E
3
,
¯
E
4
(
рис
. 2).
Из уравнения
(1)
имеем
E
0
x
+
E
1
x
+
E
2
x
=
E
3
x
+
E
4
x
,
E
0
y
+
E
1
y
+
E
2
y
=
E
3
y
+
E
4
y
,
H
0
x
+
H
1
x
+
H
2
x
=
H
3
x
+
H
4
x
,
H
0
y
+
H
1
y
+
H
2
y
=
H
3
y
+
H
4
y
.
(10)
Из решения задачи преломления для анизотропных сред
[1]
извест
-
ны как нормали к отраженным
(
¯
t
1
,
¯
t
2
)
и преломленным
(
¯
t
3
,
¯
t
4
)
волнам
,
так и поляризации этих волн
(
единичные векторы
¯
e
1
,
¯
e
2
,
¯
e
3
,
¯
e
4
).
Тангенциальные составляющие амплитуды электрической напря
-
женности выражаются следующим образом
:
E
ix
= (¯
e
i
¯
s
x
)
E
i
=
δ
i
E
i
, E
iy
= (¯
e
i
¯
s
y
)
E
i
=
γ
i
E
i
, i
= 0
, . . . ,
4
,
(11)
где
δ
i
= (¯
e
i
¯
s
x
)
и
γ
i
= (¯
e
i
¯
s
y
)
—
коэффициенты
,
равные соответствую
-
щим проекциям на орты
¯
s
x
и
¯
s
y
вдоль осей
x
и
y
.
Поскольку из соотношения
(2)
имеем
¯
H
=
c
ν
[ ¯
t,
¯
e
]
E,
то для тангенциальных составляющих вектора электрической напря
-
женности получим
H
ix
=
c
ν
i
[ ¯
t
i
,
¯
e
i
] ¯
s
x
E
i
=
β
i
E
i
, H
iy
=
c
ν
i
[ ¯
t
i
,
¯
e
i
] ¯
s
y
E
i
=
α
i
E
i
, i
= 0
, . . . ,
4;
(12)
94
ISSN 1812-3368.
Вестник МГТУ им
.
Н
.
Э
.
Баумана
.
Сер
. “
Естественные науки
”. 2004.
№
3
