Diferencia entre revisiones de «Prueba»
Sin resumen de edición |
Sin resumen de edición |
||
Línea 1: | Línea 1: | ||
= medios estratificados - | |||
= medios estratificados - ecuacién diferencial = | |||
Línea 16: | Línea 18: | ||
==medio estratificado== | ==medio estratificado== | ||
Medios | Medios dieléctricos con permitivdad <math>\varepsilon</math> y permeabilidad | ||
<math>\mu</math> dependientes de la | <math>\mu</math> dependientes de la posicién. La dependencia espacial esté restringida | ||
a una | a una direccién en el caso estratificado (digamos en el eje ''z'' ). | ||
Ondas | Ondas monocrométicas linealmente polarizadas. | ||
La ecuaciones de Maxwell son equivalentes ante la | La ecuaciones de Maxwell son equivalentes ante la transformacién <math>\mathbf{E}\leftrightarrow\mathbf{H},\;\varepsilon\leftrightarrow-\mu</math>. | ||
De manera que solo ondas TE se necesitan analizar en detalle. | De manera que solo ondas TE se necesitan analizar en detalle. | ||
==campo | ==campo eléctrico== | ||
El campo | El campo eléctrico de las ecuaciones de Maxwell para un medio estético, | ||
isotrépico y lineal es <center><math> | |||
\nabla^{2}\mathbf{E}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{E}}{\partial t^{2}}=\nabla\left(\frac{\rho}{\varepsilon_{t}}\right)-\nabla\left(\mathbf{E}\cdot\nabla\ln\varepsilon\right)+\mu\frac{\partial\mathbf{J}}{\partial t}-\nabla\ln\mu\times\nabla\times\mathbf{E}. | \nabla^{2}\mathbf{E}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{E}}{\partial t^{2}}=\nabla\left(\frac{\rho}{\varepsilon_{t}}\right)-\nabla\left(\mathbf{E}\cdot\nabla\ln\varepsilon\right)+\mu\frac{\partial\mathbf{J}}{\partial t}-\nabla\ln\mu\times\nabla\times\mathbf{E}.</math></center> | ||
En ausencia de cargas y corrientes<center><math> | En ausencia de cargas y corrientes<center><math> | ||
\nabla^{2}\mathbf{E}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{E}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left(\mathbf{E}\cdot\nabla\ln\varepsilon\right)-\nabla\ln\mu\times\nabla\times\mathbf{E}. | \nabla^{2}\mathbf{E}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{E}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left(\mathbf{E}\cdot\nabla\ln\varepsilon\right)-\nabla\ln\mu\times\nabla\times\mathbf{E}.</math></center> | ||
Mientras que si el medio | Mientras que si el medio esté estratificado en la direccién <math>z</math>, | ||
entonces <math>\varepsilon\left(z\right),\mu\left(z\right)</math>. <center><math> | entonces <math>\varepsilon\left(z\right),\mu\left(z\right)</math>. <center><math> | ||
\nabla^{2}\mathbf{E}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{E}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left(E_{z}\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\right)-\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\left(\hat{\mathbf{k}}\times\nabla\times\mathbf{E}\right). | \nabla^{2}\mathbf{E}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{E}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left(E_{z}\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\right)-\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\left(\hat{\mathbf{k}}\times\nabla\times\mathbf{E}\right).</math></center> | ||
Si el campo es TE y la | Si el campo es TE y la propagacién en el plano ''y-z'' , entonces | ||
<math>E=E_{x}\hat{\mathbf{i}}+E_{y}\hat{\mathbf{j}}+E_{z}\hat{\mathbf{k}}\rightarrow E=E_{x}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{i}}</math>. | <math>E=E_{x}\hat{\mathbf{i}}+E_{y}\hat{\mathbf{j}}+E_{z}\hat{\mathbf{k}}\rightarrow E=E_{x}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{i}}</math>. | ||
<center><math> | <center><math> | ||
\nabla^{2}E_{x}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}E_{x}}{\partial t^{2}}=\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial E_{x}}{\partial z | \nabla^{2}E_{x}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}E_{x}}{\partial t^{2}}=\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial E_{x}}{\partial z}</math></center> | ||
puesto que <math>\nabla\times E_{x}\hat{\mathbf{i}}=\frac{\partial E_{x}}{\partial z}\hat{\mathbf{j}}-\frac{\partial E_{x}}{\partial y}\hat{\mathbf{k}}</math> | puesto que <math>\nabla\times E_{x}\hat{\mathbf{i}}=\frac{\partial E_{x}}{\partial z}\hat{\mathbf{j}}-\frac{\partial E_{x}}{\partial y}\hat{\mathbf{k}}</math> | ||
y entonces <math>\hat{\mathbf{k}}\times\nabla\times E_{x}\hat{\mathbf{i}}=\hat{\mathbf{k}}\times\frac{\partial E_{x}}{\partial z}\hat{\mathbf{j}}=-\frac{\partial E_{x}}{\partial z}\hat{\mathbf{i}}</math>. | y entonces <math>\hat{\mathbf{k}}\times\nabla\times E_{x}\hat{\mathbf{i}}=\hat{\mathbf{k}}\times\frac{\partial E_{x}}{\partial z}\hat{\mathbf{j}}=-\frac{\partial E_{x}}{\partial z}\hat{\mathbf{i}}</math>. | ||
Si escribimos | Si escribimos explécitamente el laplaciano y la dependencia monocromética<center><math> | ||
\frac{\partial^{2}E_{x}}{\partial y^{2}}+\frac{\partial^{2}E_{x}}{\partial z^{2}}+\mu\varepsilon\omega^{2}E_{x}=\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial E_{x}}{\partial z}, | \frac{\partial^{2}E_{x}}{\partial y^{2}}+\frac{\partial^{2}E_{x}}{\partial z^{2}}+\mu\varepsilon\omega^{2}E_{x}=\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial E_{x}}{\partial z},</math></center> | ||
donde <math>\mu\varepsilon\omega^{2}=\frac{n^{2}}{c^{2}}\omega^{2}=n^{2}k_{0}^{2}</math>. | donde <math>\mu\varepsilon\omega^{2}=\frac{n^{2}}{c^{2}}\omega^{2}=n^{2}k_{0}^{2}</math>. | ||
ésta ecuacién \eqref{eq: Hy wave eq strat} es el punto de partida | |||
del tratamiento que en el B\&W se obtiene de las ecs. de Maxwell en | del tratamiento que en el B\&W se obtiene de las ecs. de Maxwell en | ||
primeras derivadas. | primeras derivadas. | ||
\subsection[soluciones]{Soluciones de la | \subsection[soluciones]{Soluciones de la ecuacién diferencial} | ||
Considere que se pueden separar las variables<center><math> | Considere que se pueden separar las variables<center><math> | ||
E_{x}\left(y,z\right)=Y\left(y\right)U\left(z\right), | E_{x}\left(y,z\right)=Y\left(y\right)U\left(z\right),</math></center> | ||
de manera que se obtiene<center><math> | de manera que se obtiene<center><math> | ||
\underset{f\left(z\right)}{\underbrace{\frac{1}{U}\frac{\partial^{2}U}{\partial z^{2}}+n^{2}k_{0}^{2}-\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{1}{U}\frac{\partial U}{\partial z}}}+\underset{-f\left(y\right)}{\underbrace{\frac{1}{Y}\frac{\partial^{2}Y}{\partial y^{2}}}}=0</math></center> | \underset{f\left(z\right)}{\underbrace{\frac{1}{U}\frac{\partial^{2}U}{\partial z^{2}}+n^{2}k_{0}^{2}-\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{1}{U}\frac{\partial U}{\partial z}}}+\underset{-f\left(y\right)}{\underbrace{\frac{1}{Y}\frac{\partial^{2}Y}{\partial y^{2}}}}=0</math></center> | ||
donde hay dos partes que dependen solamente de ''z'' y ''y'' | donde hay dos partes que dependen solamente de ''z'' y ''y'' | ||
respectivamente \cite[p. 56]{Born05}. Dado que | respectivamente \cite[p. 56]{Born05}. Dado que éstas variables son | ||
independientes, cada una debe cumplirse para cualquier valor de la | independientes, cada una debe cumplirse para cualquier valor de la | ||
otra variable | otra variable | ||
\footnote{ | \footnote{ésta condicién proviene de la separacién de variables independientes. | ||
}. Sea la | }. Sea la funcién constante <math>f\left(z\right)=-f\left(y\right)=\sigma^{2}k_{0}^{2}</math>. | ||
La existencia de | La existencia de ésta cantidad invariante es la generalizacién de | ||
la | la relacién de Snell para medios inhomogéneos. Las ecuaciones son | ||
entonces para la variable ''y'' <center><math> | entonces para la variable ''y'' <center><math> | ||
\frac{1}{Y}\frac{\partial^{2}Y}{\partial y^{2}}=-\sigma^{2}k_{0}^{2}\quad\Longrightarrow\quad Y\left(y\right)=Y_{0}\exp\left(i\sigma k_{0}y\right) | \frac{1}{Y}\frac{\partial^{2}Y}{\partial y^{2}}=-\sigma^{2}k_{0}^{2}\quad\Longrightarrow\quad Y\left(y\right)=Y_{0}\exp\left(i\sigma k_{0}y\right)</math></center> | ||
y para la variable en ''z'' <center><math> | y para la variable en ''z'' <center><math> | ||
\frac{\partial^{2}U}{\partial z^{2}}-\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial U}{\partial z}+\left(n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right)U=0. | \frac{\partial^{2}U}{\partial z^{2}}-\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial U}{\partial z}+\left(n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right)U=0.</math></center> | ||
El parametro variable sufre un corrimiento <math>\Omega^{2}\rightarrow\Omega^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}</math> | El parametro variable sufre un corrimiento <math>\Omega^{2}\rightarrow\Omega^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}</math> | ||
respecto al caso unidimensional | respecto al caso unidimensional | ||
\footnote{Como se | \footnote{Como se veré en la siguiente subseccién, <math>\sigma=0</math> para incidencia | ||
normal. | normal. | ||
}. La | }. La ecuacién \eqref{eq: ode U} se resuelve por métodos matriciales | ||
en el formalismo de Abeles. | en el formalismo de Abeles. | ||
En (nuestro) el formalismo de amplitud y fase, se puede resolver | En (nuestro) el formalismo de amplitud y fase, se puede resolver numéricamente | ||
ésta ecuacién. Primeramente, eliminar la primera derivada mediante | |||
la | la transformacién <math>U=u\sqrt{\mu}</math>, como se muestra en el \ref{sec:ap=E9ndice-amplitud}. | ||
La | La ecuacién para la la variable <math>u</math> es entonces<center><math> | ||
\frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\left[n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}+\left(\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}-\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}\right)\right]u=0. | \frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\left[n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}+\left(\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}-\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}\right)\right]u=0.</math></center> | ||
El | El parémetro dependiente de la posicién puede escribirse como | ||
<center><math> | <center><math> | ||
\kappa_{u}^{2}=\left(n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right)+\frac{1}{2}\frac{\ddot{\mu}}{\mu}+\frac{1}{4}\frac{\dot{\mu}^{2}}{\mu^{2}};</math></center> | \kappa_{u}^{2}=\left(n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right)+\frac{1}{2}\frac{\ddot{\mu}}{\mu}+\frac{1}{4}\frac{\dot{\mu}^{2}}{\mu^{2}};</math></center> | ||
La constante <math>\sigma</math> se puede establecer de una | La constante <math>\sigma</math> se puede establecer de una regién donde el | ||
éndice de refraccién es constante. Si la fase puede escribirse como | |||
<math>\mathbf{k}\cdot\mathbf{r}=\mathbf{k}\cdot\mathbf{y}+\mathbf{k}\cdot\mathbf{z}=\left|\mathbf{k}\right|\left|\mathbf{y}\right|\sin\theta+\left|\mathbf{k}\right|\left|\mathbf{z}\right|\cos\theta</math> | <math>\mathbf{k}\cdot\mathbf{r}=\mathbf{k}\cdot\mathbf{y}+\mathbf{k}\cdot\mathbf{z}=\left|\mathbf{k}\right|\left|\mathbf{y}\right|\sin\theta+\left|\mathbf{k}\right|\left|\mathbf{z}\right|\cos\theta</math> | ||
donde <math>\left|\mathbf{k}\right|=k_{0}n\left(z\right)</math>, y el | donde <math>\left|\mathbf{k}\right|=k_{0}n\left(z\right)</math>, y el éngulo | ||
se mide con respecto a la normal a la superficie estratificada. De | se mide con respecto a la normal a la superficie estratificada. De | ||
\eqref{eq: ode Y}<center><math> | \eqref{eq: ode Y}<center><math> | ||
\sigma=n\left(z\right)\sin\theta=n_{1}\sin\theta_{1}=n_{2}\sin\theta_{2}. | \sigma=n\left(z\right)\sin\theta=n_{1}\sin\theta_{1}=n_{2}\sin\theta_{2}.</math></center> | ||
Este resultado es consistente con la | Este resultado es consistente con la propagacién en ''z'' en una | ||
regién de éndice constante pues<center><math> | |||
\left|\mathbf{k}\right|\left|\mathbf{z}\right|\cos\theta=k_{0}nz\cos\theta=\sqrt{n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}}.</math></center> | \left|\mathbf{k}\right|\left|\mathbf{z}\right|\cos\theta=k_{0}nz\cos\theta=\sqrt{n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}}.</math></center> | ||
== | ==Representacién de amplitud y fase== | ||
Si se considera un medio no | Si se considera un medio no magnético <math>\mu=\mu_{0}</math>, entonces la | ||
ecuacién \eqref{eq: ode u} se simplifica a<center><math> | |||
\frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\left[n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right]u=0. | \frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\left[n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right]u=0.</math></center> | ||
La | La representacién de amplitud y fase nos permite escribir la ecuacién | ||
para la amplitud (Ermakov) como | para la amplitud (Ermakov) como | ||
Considere una | Considere una solucién de la forma <math>u=A\exp\left(i\phi\right)</math> donde | ||
la amplitud <math>A</math> y la fase <math>\phi</math> son cantidades reales. La | la amplitud <math>A</math> y la fase <math>\phi</math> son cantidades reales. La ecuacién | ||
(\ref{eq: ode u sin mu}) deviene en <center><math> | (\ref{eq: ode u sin mu}) deviene en <center><math> | ||
\frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-A\left(\frac{\partial\phi}{\partial z}\right)^{2}+2i\frac{\partial A}{\partial z}\frac{\partial\phi}{\partial z}+iA\frac{\phi}{\partial z^{2}}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]k_{0}^{2}A</math></center> | \frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-A\left(\frac{\partial\phi}{\partial z}\right)^{2}+2i\frac{\partial A}{\partial z}\frac{\partial\phi}{\partial z}+iA\frac{\phi}{\partial z^{2}}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]k_{0}^{2}A</math></center> | ||
Para un medio transparente sin | Para un medio transparente sin abosrcién la permitividad es real. | ||
La parte real de la | La parte real de la ecuacién anterior es <center><math> | ||
\frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-A\left(\frac{\partial\phi}{\partial z}\right)^{2}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]k_{0}^{2}A | \frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-A\left(\frac{\partial\phi}{\partial z}\right)^{2}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]k_{0}^{2}A</math></center> | ||
mientras que la parte imaginaria es<center><math> | mientras que la parte imaginaria es<center><math> | ||
2i\frac{\partial A}{\partial z}\frac{\partial\phi}{\partial z}+iA\frac{\partial^{2}\phi}{\partial z^{2}}=0. | 2i\frac{\partial A}{\partial z}\frac{\partial\phi}{\partial z}+iA\frac{\partial^{2}\phi}{\partial z^{2}}=0.</math></center> | ||
ésta éltima ecuacién la escribimos como <center><math> | |||
\frac{1}{A}\left(2A\frac{\partial A}{\partial z}\frac{\partial\phi}{\partial z}+A^{2}\frac{\partial^{2}\phi}{\partial z^{2}}\right)=\frac{1}{A}\frac{\partial\left(A^{2}\frac{\partial\phi}{\partial z}\right)}{\partial z}=0</math></center> | \frac{1}{A}\left(2A\frac{\partial A}{\partial z}\frac{\partial\phi}{\partial z}+A^{2}\frac{\partial^{2}\phi}{\partial z^{2}}\right)=\frac{1}{A}\frac{\partial\left(A^{2}\frac{\partial\phi}{\partial z}\right)}{\partial z}=0</math></center> | ||
de manera que si <math>A</math> no es cero, existe el invariante <center><math> | de manera que si <math>A</math> no es cero, existe el invariante <center><math> | ||
A^{2}\frac{\partial\phi}{\partial z}=Q | A^{2}\frac{\partial\phi}{\partial z}=Q</math></center> | ||
Substitucién de este resultado en (\ref{eq: re ode u}) <center><math> | |||
\frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-\frac{Q^{2}}{A^{3}}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]k_{0}^{2}A | \frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-\frac{Q^{2}}{A^{3}}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]k_{0}^{2}A</math></center> | ||
Esta | Esta ecuacién es la ecuacién de Ermakov. Para obtener una ecuacién | ||
adimensional se escribe el invariante como <math>Q=k_{0}A_{0}^{2}</math> . La | adimensional se escribe el invariante como <math>Q=k_{0}A_{0}^{2}</math> . La | ||
ecuacién adimensional para la amplitud es entonces <center><math> | |||
\frac{1}{k_{0}^{2}}\frac{\partial^{2}A_{d}}{\partial z^{2}}-\frac{1}{A_{d}^{3}}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]A_{d | \frac{1}{k_{0}^{2}}\frac{\partial^{2}A_{d}}{\partial z^{2}}-\frac{1}{A_{d}^{3}}=-\left[n^{2}-\sigma^{2}\right]A_{d}</math></center> | ||
donde <math>A_{d}=A/A_{0}</math> es la amplitud adimensional | donde <math>A_{d}=A/A_{0}</math> es la amplitud adimensional | ||
\footnote{El resultado anterior se puede obtener de proponer una | \footnote{El resultado anterior se puede obtener de proponer una solucién de | ||
la forma <math>u=A\exp[i\int(Q/A^{2})dz]</math>, donde <math>Q</math> es constante. La | la forma <math>u=A\exp[i\int(Q/A^{2})dz]</math>, donde <math>Q</math> es constante. La | ||
segunda derivada de esta | segunda derivada de esta funcién es <center><math> | ||
\frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}=\frac{1}{A^{3}}\left(A^{3}\frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-Q^{2}\right)\exp\left(i\int\frac{Q}{A^{2}}\partial z\right)=\left(\frac{1}{A}\frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-\frac{Q^{2}}{A^{4}}\right)u</math></center> | \frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}=\frac{1}{A^{3}}\left(A^{3}\frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-Q^{2}\right)\exp\left(i\int\frac{Q}{A^{2}}\partial z\right)=\left(\frac{1}{A}\frac{\partial^{2}A}{\partial z^{2}}-\frac{Q^{2}}{A^{4}}\right)u</math></center> | ||
que al sustituir en (\ref{eq: ode u sin mu}) se obtiene de nuevo | que al sustituir en (\ref{eq: ode u sin mu}) se obtiene de nuevo | ||
la | la ecuacién de Ermakov. | ||
}. | }. | ||
En una | En una comunicacién anterior abordamos el problema de incidencia normal | ||
([#References|references]). La | ([#References|references]). La ecuacién diferencial a resolverse es | ||
la misma que \ref{eq: ode amp adi} excepto que en incidencia normal, | la misma que \ref{eq: ode amp adi} excepto que en incidencia normal, | ||
de la | de la ecuacién de \ref{eq: snell} <math>\sigma=0</math>. | ||
==Soluciones de tangente | ==Soluciones de tangente hiperbélica== | ||
Permita que la | Permita que la variacién del éndice de refraccién sea <center><math> | ||
n\left(z\right)=n_{i}+\frac{\left(n_{f}-n_{i}\right)}{2}\left(1+\mbox{tanh}\left[\frac{2}{D}\arctan\left(\frac{9}{10}\right)z\right]\right) | n\left(z\right)=n_{i}+\frac{\left(n_{f}-n_{i}\right)}{2}\left(1+\mbox{tanh}\left[\frac{2}{D}\arctan\left(\frac{9}{10}\right)z\right]\right)</math></center> | ||
donde <math>n_{2}</math> y <math>n_{1}</math> son los | donde <math>n_{2}</math> y <math>n_{1}</math> son los éndices de refraccién en las regiones | ||
1 y 2 lejos de la interfase donde el | 1 y 2 lejos de la interfase donde el éndice es constante y el parémetro | ||
<math>D</math> corresponde al espesor donde el | <math>D</math> corresponde al espesor donde el éndice varéa dentro del 90\ | ||
de sus valores iniciales y finales. | de sus valores iniciales y finales. | ||
La | La ecuacién diferencial a resolver es entonces <center><math> | ||
\left(2\pi\right)^{-2}\frac{\partial^{2}A_{d}}{\partial z^{2}}-\frac{1}{A_{d}^{3}}=-\left[n_{i}+\frac{\left(n_{f}-n_{i}\right)}{2}\left(1+\mbox{tanh}\left[\frac{2}{D}\arctan\left(\frac{9}{10}\right)z\right]\right)\right]^{2}A_{d | \left(2\pi\right)^{-2}\frac{\partial^{2}A_{d}}{\partial z^{2}}-\frac{1}{A_{d}^{3}}=-\left[n_{i}+\frac{\left(n_{f}-n_{i}\right)}{2}\left(1+\mbox{tanh}\left[\frac{2}{D}\arctan\left(\frac{9}{10}\right)z\right]\right)\right]^{2}A_{d}</math></center> | ||
La | La condicién de frontera se establece en la condicién final. El problema | ||
corresponde a establecer la amplitud transmitida y a partir de dicho | corresponde a establecer la amplitud transmitida y a partir de dicho | ||
resultado encontrar las amplitudes incidentes y reflejadas. No es | resultado encontrar las amplitudes incidentes y reflejadas. No es | ||
adecuado establecer la | adecuado establecer la condicién inicial como la amplitud incidente, | ||
pues en esa | pues en esa regién existiré simulténeamente una onda reflejada cuyo | ||
valor es desconocido ([#References|references]). | valor es desconocido ([#References|references]). | ||
Considere que la onda incidente viaja en la | Considere que la onda incidente viaja en la direccién positiva de | ||
la <math>z</math> y el | la <math>z</math> y el éndice de refraccién varia alrededor de <math>z=0</math>. Las condiciones | ||
iniciales para la | iniciales para la ecuacién diferencial son entonces <center><math> | ||
\left.\frac{\partial A_{d}}{\partial z}\right|_{z=z_{2}}=0,\quad A_{d}\left(z_{2}\right)=A_{t}=\left(n_{f}\right)^{-1/2},\quad z_{2}\gg0 | \left.\frac{\partial A_{d}}{\partial z}\right|_{z=z_{2}}=0,\quad A_{d}\left(z_{2}\right)=A_{t}=\left(n_{f}\right)^{-1/2},\quad z_{2}\gg0</math></center> | ||
donde <math>A_{t}</math> es la amplitud adimensional transmitida lejos de la | donde <math>A_{t}</math> es la amplitud adimensional transmitida lejos de la | ||
interfase. | interfase. | ||
===campo | ===campo magnético -revisar/completar=== | ||
El campo | El campo magnético de las ecuaciones de Maxwell para un medio estético, | ||
isotrépico y lineal es<center><math> | |||
\nabla^{2}\mathbf{H}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{H}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left[\mathbf{H}\cdot\nabla\ln\mu\right]-\nabla\ln\varepsilon\times\left(\nabla\times\mathbf{H}\right)-\varepsilon\nabla\times\mathbf{J}+\nabla\ln\varepsilon\times\mathbf{\mathbf{J} | \nabla^{2}\mathbf{H}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{H}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left[\mathbf{H}\cdot\nabla\ln\mu\right]-\nabla\ln\varepsilon\times\left(\nabla\times\mathbf{H}\right)-\varepsilon\nabla\times\mathbf{J}+\nabla\ln\varepsilon\times\mathbf{\mathbf{J}}</math></center> | ||
En ausencia de cargas y corrientes<center><math> | En ausencia de cargas y corrientes<center><math> | ||
\nabla^{2}\mathbf{H}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{H}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left[\mathbf{H}\cdot\nabla\ln\mu\right]-\nabla\ln\varepsilon\times\left(\nabla\times\mathbf{H}\right) | \nabla^{2}\mathbf{H}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{H}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left[\mathbf{H}\cdot\nabla\ln\mu\right]-\nabla\ln\varepsilon\times\left(\nabla\times\mathbf{H}\right)</math></center> | ||
Mientras que si el medio | Mientras que si el medio esté estratificado en la direccién <math>z</math>, | ||
entonces <math>\varepsilon\left(z\right),\mu\left(z\right)</math>. <center><math> | entonces <math>\varepsilon\left(z\right),\mu\left(z\right)</math>. <center><math> | ||
\nabla^{2}\mathbf{H}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{H}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left(H_{z}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)-\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\left(\hat{\mathbf{k}}\times\nabla\times\mathbf{H}\right). | \nabla^{2}\mathbf{H}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}\mathbf{H}}{\partial t^{2}}=-\nabla\left(H_{z}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)-\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\left(\hat{\mathbf{k}}\times\nabla\times\mathbf{H}\right).</math></center> | ||
Si el campo es TE y la | Si el campo es TE y la propagacién en el plano ''y-z'' , entonces | ||
<math>\mathbf{H}=H_{x}\hat{\mathbf{i}}+H_{y}\hat{\mathbf{j}}+H_{z}\hat{\mathbf{k}}\rightarrow\mathbf{H}=H_{y}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{j}}+H_{z}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{k}}</math>.<center><math> | <math>\mathbf{H}=H_{x}\hat{\mathbf{i}}+H_{y}\hat{\mathbf{j}}+H_{z}\hat{\mathbf{k}}\rightarrow\mathbf{H}=H_{y}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{j}}+H_{z}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{k}}</math>.<center><math> | ||
\nabla^{2}H_{y}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}H_{y}}{\partial t^{2}}=-\frac{\partial H_{z}}{\partial y}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}-\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right) | \nabla^{2}H_{y}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}H_{y}}{\partial t^{2}}=-\frac{\partial H_{z}}{\partial y}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}-\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right)</math></center> | ||
<center><math> | <center><math> | ||
\nabla^{2}H_{z}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}H_{z}}{\partial t^{2}}=-\frac{\partial}{\partial z}\left(H_{z}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right) | \nabla^{2}H_{z}-\mu\varepsilon\frac{\partial^{2}H_{z}}{\partial t^{2}}=-\frac{\partial}{\partial z}\left(H_{z}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)</math></center> | ||
puesto que <math>\nabla\times\left[H_{y}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{j}}+H_{z}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{k}}\right]=\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right)\hat{\mathbf{i}}</math> | puesto que <math>\nabla\times\left[H_{y}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{j}}+H_{z}\left(y,z\right)\hat{\mathbf{k}}\right]=\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right)\hat{\mathbf{i}}</math> | ||
y entonces <math>\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right)\hat{\mathbf{k}}\times\hat{\mathbf{i}}=\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right)\hat{\mathbf{j}}</math>. | y entonces <math>\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right)\hat{\mathbf{k}}\times\hat{\mathbf{i}}=\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right)\hat{\mathbf{j}}</math>. | ||
Si escribimos | Si escribimos explécitamente el laplaciano y la dependencia monocromética<center><math> | ||
\frac{\partial^{2}H_{y}}{\partial y^{2}}+\frac{\partial^{2}H_{y}}{\partial z^{2}}+\mu\varepsilon\omega^{2}H_{y}=-\frac{\partial H_{z}}{\partial y}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}-\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right), | \frac{\partial^{2}H_{y}}{\partial y^{2}}+\frac{\partial^{2}H_{y}}{\partial z^{2}}+\mu\varepsilon\omega^{2}H_{y}=-\frac{\partial H_{z}}{\partial y}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}-\frac{\partial\ln\varepsilon}{\partial z}\left(\frac{\partial H_{z}}{\partial y}-\frac{\partial H_{y}}{\partial z}\right),</math></center> | ||
<center><math> | <center><math> | ||
\frac{\partial^{2}H_{z}}{\partial y^{2}}+\frac{\partial^{2}H_{z}}{\partial z^{2}}+\mu\varepsilon\omega^{2}H_{z}=-\frac{\partial}{\partial z}\left(H_{z}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right). | \frac{\partial^{2}H_{z}}{\partial y^{2}}+\frac{\partial^{2}H_{z}}{\partial z^{2}}+\mu\varepsilon\omega^{2}H_{z}=-\frac{\partial}{\partial z}\left(H_{z}\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right).</math></center> | ||
donde <math>\mu\varepsilon\omega^{2}=\frac{n^{2}}{c^{2}}\omega^{2}=n^{2}k_{0}^{2}</math>. | donde <math>\mu\varepsilon\omega^{2}=\frac{n^{2}}{c^{2}}\omega^{2}=n^{2}k_{0}^{2}</math>. | ||
Línea 201: | Línea 203: | ||
Sean dos soluciones linealmente independientes<center><math> | Sean dos soluciones linealmente independientes<center><math> | ||
U_{1}'=i\omega\mu V_{ | U_{1}'=i\omega\mu V_{1}</math></center> | ||
<center><math> | <center><math> | ||
U_{2}'=i\omega\mu V_{ | U_{2}'=i\omega\mu V_{2}</math></center> | ||
Del producto de \eqref{eq: U der V 2} por <math>V_{1}</math> menos \eqref{eq: U der V 1}por | Del producto de \eqref{eq: U der V 2} por <math>V_{1}</math> menos \eqref{eq: U der V 1}por | ||
<math>V_{2}</math> se obtiene<center><math> | <math>V_{2}</math> se obtiene<center><math> | ||
V_{1}U_{2}'-V_{2}U_{1}'=0. | V_{1}U_{2}'-V_{2}U_{1}'=0.</math></center> | ||
De manera | De manera anéloga <math>V_{1}'=i\omega\left(\varepsilon-\frac{\alpha^{2}}{c^{2}\mu}\right)U_{1}</math> | ||
y <math>V_{2}'=i\omega\left(\varepsilon-\frac{\alpha^{2}}{c^{2}\mu}\right)U_{2}</math><center><math> | y <math>V_{2}'=i\omega\left(\varepsilon-\frac{\alpha^{2}}{c^{2}\mu}\right)U_{2}</math><center><math> | ||
U_{1}V_{2}'-U_{2}V_{1}'=0. | U_{1}V_{2}'-U_{2}V_{1}'=0.</math></center> | ||
De la diferencia \eqref{eq: U V ders}-\eqref{eq:V U ders} de | De la diferencia \eqref{eq: U V ders}-\eqref{eq:V U ders} de éstas | ||
dos ecuaciones<center><math> | dos ecuaciones<center><math> | ||
U_{1}V_{2}'+V_{2}U_{1}'-U_{2}V_{1}'-V_{1}U_{2}'=\frac{d}{dz}\left(U_{1}V_{2}-U_{2}V_{1}\right)=0 | U_{1}V_{2}'+V_{2}U_{1}'-U_{2}V_{1}'-V_{1}U_{2}'=\frac{d}{dz}\left(U_{1}V_{2}-U_{2}V_{1}\right)=0</math></center> | ||
Línea 218: | Línea 220: | ||
==Coeficientes de | ==Coeficientes de reflexién y transmisién== | ||
Sean <math>A</math>, <math>R</math> y <math>T</math> las amplitudes complejas del campo | Sean <math>A</math>, <math>R</math> y <math>T</math> las amplitudes complejas del campo eléctrico | ||
incidente, reflejado y transmitido. | incidente, reflejado y transmitido. | ||
Continuidad de las contribuciones tangenciales de los campos <math>\mathbf{E}</math> | Continuidad de las contribuciones tangenciales de los campos <math>\mathbf{E}</math> | ||
y <math>\mathbf{H}</math>, asi como la | y <math>\mathbf{H}</math>, asi como la relacién entre ellos para una onda plana<center><math> | ||
\mathbf{H}=\sqrt{\frac{\varepsilon}{\mu}}\hat{\mathbf{k}}\times\mathbf{E}</math></center> | \mathbf{H}=\sqrt{\frac{\varepsilon}{\mu}}\hat{\mathbf{k}}\times\mathbf{E}</math></center> | ||
Para una onda TM (transverso | Para una onda TM (transverso eléctrico) plana <center><math> | ||
U_{0}=A+R</math></center> | U_{0}=A+R</math></center> | ||
Es decir, al incidir en el medio estratificado que inicia en <math>U\left(z=0\right)=U_{0}</math> | Es decir, al incidir en el medio estratificado que inicia en <math>U\left(z=0\right)=U_{0}</math> | ||
existe una onda incidente y una reflejada. | existe una onda incidente y una reflejada. Nétese que <math>U</math> es el campo | ||
eléctrico independiente del tiempo como se describe en la ecuacién | |||
(5) \cite[sec. 1.6.1, p.52 ]{Born75}. Sin embargo, B\&W se refiere | (5) \cite[sec. 1.6.1, p.52 ]{Born75}. Sin embargo, B\&W se refiere | ||
a las amplitudes complejas \cite[sec. 1.6.3, p.59-60]{Born75} iguales | a las amplitudes complejas \cite[sec. 1.6.3, p.59-60]{Born75} iguales | ||
Línea 240: | Línea 242: | ||
U\left(z_{l}\right)=T</math></center> | U\left(z_{l}\right)=T</math></center> | ||
El campo en la ec. (46) \cite[sec. 1.6.3, p.60]{Born75} se escribe | El campo en la ec. (46) \cite[sec. 1.6.3, p.60]{Born75} se escribe | ||
el argumento de <math>U</math> como <math>z_{1}</math> que es la | el argumento de <math>U</math> como <math>z_{1}</math> que es la éltima capa; nosotros | ||
preferimos escribir <math>z_{l}</math> (la | preferimos escribir <math>z_{l}</math> (la éltima capa) donde ya solamente hay | ||
onda transmitida. | onda transmitida. | ||
Línea 250: | Línea 252: | ||
\appendix | \appendix | ||
== | == | ||
La primera derivada de \eqref{eq: ode U} se puede eliminar mediante | La primera derivada de \eqref{eq: ode U} se puede eliminar mediante | ||
la | la transformacién <math>U=u\sqrt{\mu}</math>, entonces la primera derivada es<center><math> | ||
\frac{\partial U}{\partial z}=\mu^{\frac{1}{2}}\frac{\partial u}{\partial z}+\frac{1}{2}u\mu^{-\frac{1}{2}}\frac{\partial\mu}{\partial z}=\mu^{\frac{1}{2}}\left(\frac{\partial u}{\partial z}+\frac{1}{2}u\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)</math></center> | \frac{\partial U}{\partial z}=\mu^{\frac{1}{2}}\frac{\partial u}{\partial z}+\frac{1}{2}u\mu^{-\frac{1}{2}}\frac{\partial\mu}{\partial z}=\mu^{\frac{1}{2}}\left(\frac{\partial u}{\partial z}+\frac{1}{2}u\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)</math></center> | ||
mientras que la segunda derivada es<center><math> | mientras que la segunda derivada es<center><math> | ||
Línea 259: | Línea 261: | ||
que podemos reagrupar como<center><math> | que podemos reagrupar como<center><math> | ||
\frac{\partial^{2}U}{\partial z^{2}}=\mu^{\frac{1}{2}}\left[\frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial u}{\partial z}+\left(\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}+\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}\right)u\right]</math></center> | \frac{\partial^{2}U}{\partial z^{2}}=\mu^{\frac{1}{2}}\left[\frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial u}{\partial z}+\left(\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}+\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}\right)u\right]</math></center> | ||
La | La ecuacién diferencial \eqref{eq: ode U} es entonces\begin{multline*} | ||
\frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial u}{\partial z}+\left(\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}+\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}\right)u\\ | \frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial u}{\partial z}+\left(\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}+\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}\right)u\\ | ||
-\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\left(\frac{\partial u}{\partial z}+\frac{1}{2}u\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)+\left(n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right)u=0,\end{multline*} | -\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\left(\frac{\partial u}{\partial z}+\frac{1}{2}u\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)+\left(n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right)u=0,\end{multline*} | ||
que simplifica a<center><math> | que simplifica a<center><math> | ||
\frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\left[n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}+\left(\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}-\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}\right)\right]u=0. | \frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\left[n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}+\left(\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}-\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}\right)\right]u=0.</math></center> | ||
\end{document} | \end{document} |
Revisión del 16:44 13 sep 2007
medios estratificados - ecuacién diferencial
Manuel Fern\'{a}ndez Guasti
\lyxaddress{Lab. de \'{O}ptica Cu\'{a}ntica, Dep. de F\'{\i}sica, Universidad A. Metropolitana - Unidad Iztapalapa, M\'{e}xico D.F., Ap. Post. 55-534, M\'{e}xico.}
\begin{abstract} {*} \end{abstract}
medio estratificado
Medios dieléctricos con permitivdad y permeabilidad dependientes de la posicién. La dependencia espacial esté restringida a una direccién en el caso estratificado (digamos en el eje z ). Ondas monocrométicas linealmente polarizadas.
La ecuaciones de Maxwell son equivalentes ante la transformacién . De manera que solo ondas TE se necesitan analizar en detalle.
campo eléctrico
El campo eléctrico de las ecuaciones de Maxwell para un medio estético,
isotrépico y lineal es
En ausencia de cargas y corrientes
Mientras que si el medio esté estratificado en la direccién ,
entonces .
Si el campo es TE y la propagacién en el plano y-z , entonces
.
puesto que y entonces .
Si escribimos explécitamente el laplaciano y la dependencia monocromética
donde . ésta ecuacién \eqref{eq: Hy wave eq strat} es el punto de partida del tratamiento que en el B\&W se obtiene de las ecs. de Maxwell en primeras derivadas.
\subsection[soluciones]{Soluciones de la ecuacién diferencial}
Considere que se pueden separar las variables
de manera que se obtiene
donde hay dos partes que dependen solamente de z y y respectivamente \cite[p. 56]{Born05}. Dado que éstas variables son independientes, cada una debe cumplirse para cualquier valor de la otra variable \footnote{ésta condicién proviene de la separacién de variables independientes. }. Sea la funcién constante . La existencia de ésta cantidad invariante es la generalizacién de la relacién de Snell para medios inhomogéneos. Las ecuaciones son
entonces para la variable y
y para la variable en z
El parametro variable sufre un corrimiento
respecto al caso unidimensional
\footnote{Como se veré en la siguiente subseccién, para incidencia
normal.
}. La ecuacién \eqref{eq: ode U} se resuelve por métodos matriciales
en el formalismo de Abeles.
En (nuestro) el formalismo de amplitud y fase, se puede resolver numéricamente ésta ecuacién. Primeramente, eliminar la primera derivada mediante la transformacién , como se muestra en el \ref{sec:ap=E9ndice-amplitud}.
La ecuacién para la la variable es entonces
El parémetro dependiente de la posicién puede escribirse como
La constante se puede establecer de una regién donde el éndice de refraccién es constante. Si la fase puede escribirse como donde , y el éngulo se mide con respecto a la normal a la superficie estratificada. De
\eqref{eq: ode Y}
Este resultado es consistente con la propagacién en z en una
regién de éndice constante pues
Representacién de amplitud y fase
Si se considera un medio no magnético , entonces la
ecuacién \eqref{eq: ode u} se simplifica a
La representacién de amplitud y fase nos permite escribir la ecuacién
para la amplitud (Ermakov) como
Considere una solucién de la forma donde la amplitud y la fase son cantidades reales. La ecuacién
(\ref{eq: ode u sin mu}) deviene en
Para un medio transparente sin abosrcién la permitividad es real.
La parte real de la ecuacién anterior es
mientras que la parte imaginaria es
ésta éltima ecuacién la escribimos como
de manera que si no es cero, existe el invariante
Substitucién de este resultado en (\ref{eq: re ode u})
Esta ecuacién es la ecuacién de Ermakov. Para obtener una ecuacién adimensional se escribe el invariante como . La
ecuacién adimensional para la amplitud es entonces
donde es la amplitud adimensional \footnote{El resultado anterior se puede obtener de proponer una solucién de la forma , donde es constante. La
segunda derivada de esta funcién es
que al sustituir en (\ref{eq: ode u sin mu}) se obtiene de nuevo la ecuacién de Ermakov. }.
En una comunicacién anterior abordamos el problema de incidencia normal
([#References|references]). La ecuacién diferencial a resolverse es
la misma que \ref{eq: ode amp adi} excepto que en incidencia normal, de la ecuacién de \ref{eq: snell} .
Soluciones de tangente hiperbélica
Permita que la variacién del éndice de refraccién sea
donde y son los éndices de refraccién en las regiones 1 y 2 lejos de la interfase donde el éndice es constante y el parémetro corresponde al espesor donde el éndice varéa dentro del 90\ de sus valores iniciales y finales.
La ecuacién diferencial a resolver es entonces
La condicién de frontera se establece en la condicién final. El problema corresponde a establecer la amplitud transmitida y a partir de dicho resultado encontrar las amplitudes incidentes y reflejadas. No es adecuado establecer la condicién inicial como la amplitud incidente, pues en esa regién existiré simulténeamente una onda reflejada cuyo valor es desconocido ([#References|references]).
Considere que la onda incidente viaja en la direccién positiva de la y el éndice de refraccién varia alrededor de . Las condiciones
iniciales para la ecuacién diferencial son entonces
donde es la amplitud adimensional transmitida lejos de la interfase.
campo magnético -revisar/completar
El campo magnético de las ecuaciones de Maxwell para un medio estético,
isotrépico y lineal es
En ausencia de cargas y corrientes
Mientras que si el medio esté estratificado en la direccién ,
entonces .
Si el campo es TE y la propagacién en el plano y-z , entonces
.
puesto que y entonces .
Si escribimos explécitamente el laplaciano y la dependencia monocromética
donde .
Invariante
Sean dos soluciones linealmente independientes
Del producto de \eqref{eq: U der V 2} por menos \eqref{eq: U der V 1}por
se obtiene
De manera anéloga
y
De la diferencia \eqref{eq: U V ders}-\eqref{eq:V U ders} de éstas
dos ecuaciones
Coeficientes de reflexién y transmisién
Sean , y las amplitudes complejas del campo eléctrico incidente, reflejado y transmitido.
Continuidad de las contribuciones tangenciales de los campos
y , asi como la relacién entre ellos para una onda plana
Para una onda TM (transverso eléctrico) plana
Es decir, al incidir en el medio estratificado que inicia en existe una onda incidente y una reflejada. Nétese que es el campo eléctrico independiente del tiempo como se describe en la ecuacién (5) \cite[sec. 1.6.1, p.52 ]{Born75}. Sin embargo, B\&W se refiere a las amplitudes complejas \cite[sec. 1.6.3, p.59-60]{Born75} iguales a los campos.
El campo en la ec. (46) \cite[sec. 1.6.3, p.60]{Born75} se escribe el argumento de como que es la éltima capa; nosotros preferimos escribir (la éltima capa) donde ya solamente hay onda transmitida.
\bibliographystyle{alpha} \bibliography{/home/mfg/acad/ext/ref/libros-doc,/home/mfg/acad/dif/curri/ref-mias/mfg-arti}
\appendix
==
La primera derivada de \eqref{eq: ode U} se puede eliminar mediante
la transformacién , entonces la primera derivada es
mientras que la segunda derivada es
que podemos reagrupar como
La ecuacién diferencial \eqref{eq: ode U} es entonces\begin{multline*} \frac{\partial^{2}u}{\partial z^{2}}+\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\frac{\partial u}{\partial z}+\left(\frac{1}{4}\left(\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)^{2}+\frac{1}{2}\frac{\partial^{2}\ln\mu}{\partial z^{2}}\right)u\\ -\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\left(\frac{\partial u}{\partial z}+\frac{1}{2}u\frac{\partial\ln\mu}{\partial z}\right)+\left(n^{2}k_{0}^{2}-\sigma^{2}k_{0}^{2}\right)u=0,\end{multline*}
que simplifica a
\end{document}