電磁波（電界 $\vec{E}$、磁界 $\vec{H}$）の境界ダイナミクスを可視化
3D物理干渉空間を構築中...
光・電波の代表的な反射干渉特性を学ぶプリセット。選択すると3D空間と詳細解説が切り替わります。
現在の入射角 $\theta_i$ は、ブリュースター角 $\theta_B = \arctan(n_2/n_1) \approx 56.3^\circ$ に極めて近い状態です。
フレネルの反射公式において、平行偏波（$p$偏波）の反射係数の分子が完全に $0$ となり、$r_p = 0$（反射率 $R_p = 0\%$）が導かれます。
■ なぜ起こるのか？（ミクロな物理）：
入射波によって媒質2の内部に誘起された電気双極子は、屈折光の電界方向（$p$偏波成分）へ向かって激しく振動します。この双極子振動が反射光の進行方向と完全に平行になるため、電磁波の横波（電界が進行方向と直交する）としての性質上、反射方向へ $p$偏波成分を一切放射できなくなります。
したがって、入射波が円偏波や斜め直線偏波であっても、反射光からは $p$偏波が完全に消失し、境界に平行な電界をもつ完全な $s$直線偏波のみが反射されます。
入射角 $\theta_i$ はブリュースター角 $\theta_B \approx 56.3^\circ$ を超えた大きな角度です。
■ 180°の位相反転（TM波の反転）：
入射角がブリュースター角を超えると、フレネルの公式における分子の引算（$n_2 \cos\theta_i - n_1 \cos\theta_t$）の大小関係が逆転するため、反射係数 $r_p$ の実部符号がプラスからマイナスへと反転します。
これは、反射波における $p$偏波の位相が突然 $180^\circ$（$\pi$ ラジアン）シフトしたことを意味します。この劇的な位相反転により、反射波の偏波の傾きが逆転する様子が3D空間内でも確認できます。
下部の媒質2は、複素屈折率 $\tilde{n}_2 = n_2 + i k_2 = 1.5 + i 3.0$ を持つ金属体です。実数屈折率の誘電体反射とは、位相の決定機構が根本的に異なります。
■ 異なる位相遅れ（複素反射係数）：
金属面では、屈折率自体が複素数になるため、フレネル反射係数 $r_s$ と $r_p$ は共に複素数（振幅と中途半端な位相遅れの組合せ）になります。
これにより、入射時に電界の $s$成分と $p$成分の間に位相差が全くない同位相（$\delta = 0$ の直線偏波）であったとしても、反射後の波は、金属面で生じた特有の位相差差分 $\Delta \phi = \phi_p - \phi_s$ を新しく獲得してしまいます。
進行方向に対して時間的・空間的にズレて振動する直交2成分は、空間上で**「らせん」**を描くことになり、これが直線偏波が金属斜め反射によって必ず「楕円偏波」へと変貌する数学的証左です。
右旋円偏波が境界に対して真っ直ぐ（入射角 $\theta_i = 0^\circ$）垂直に入射し、反射するダイナミクスです。
■ なぜ右旋から左旋に変わるのか？：
電磁気学における「右旋（RHCP）」および「左旋（LHCP）」は、『波が進む方向を正面に見つめたときの、電界ベクトルの回転方向』として定義されます。
垂直入射の反射では、境界面における電界接線成分の境界条件から、反射波の各電界成分は入射波に対して全く対等な反射波を作ります。しかし、波の「進行方向（ベクトル $\vec{k}$）」が手前から奥（入射）から、奥から手前（反射）へと $180^\circ$ 完全に反転します。
空間的な電界ベクトルの回転ねじれ方向（ヘリシティ）そのものは境界で維持されますが、進行方向が逆を向くため、定義に従って進行正面から観察し直すと、回転方向は「右回り（右旋）」から「左回り（左旋）」へと完全に入れ替わることになります。これが反射に伴う円偏波ヘリシティ反転の幾何的な理由です。
現在、屈折率の高いガラス（$n_1 = 1.5$）から空気（$n_2 = 1.0$）へ、臨界角 $\theta_c = \arcsin(1.0/1.5) \approx 41.8^\circ$ を超えた角度で入射しています。
このとき、光のすべてのエネルギーは境界で反射（反射率 $100\%$）されますが、境界での電界連続性を維持するために、空気（媒質2）の表面数波長分の薄い層に、境界面に沿ってのみ進行し、深さ方向に急速に減衰するエバネッセント波が現れます：
3Dシミュレーションにおいて、境界面を抜けた直下に、進行方向に緑色のラインが這うように振動し、下方向（深さ方向）に向かって急激に消滅する波が染み出している様子が確認できます。
完全導体（グランド面）の境界（$y=0$）上では、内部に自由電子が無限に存在するため、電磁界は内部に侵入できず100%反射されます。ここで生じる反射電界・磁界の境界位相ダイナミクスを解説します。
完全導体表面が要求する境界条件は、マックスウェル方程式から以下の通りです：
■ 水平偏波（$s$偏波）の打ち消しと強め合い：
水平偏波の電界 $\vec{E}$ は、常にグランド面と完全に平行（接線成分のみ）です。したがって、グランド面上（$y=0$）で電界が完全に $0$ になるためには、反射係数は $r_s = -1$（位相反転 $180^\circ$）でなければなりません。
この入射波と反射波が同じ物理空間で重ね合わされると、合成電界は以下の通り、境界で「節（振幅が常に完全にゼロ）」となる定在波を形成します：
一方で、これに直交する磁界 $\vec{H}$ は入射面（$xy$面）内で振動するため、グランド面に対して反射係数 $r_H = +1$（同位相反射）となり、重ね合わさると境界上で「腹（最大振幅で強め合う）」となります：
3Dシミュレーションの「定在波干渉モード」で確認すると、黄色の電界ベクトルが境界 $y=0$ で消滅（常に節）している瞬間、マゼンタの磁界ベクトルは境界上で最も大きく振動（常に腹）している極めて鮮烈な物理現象が観察できます。
■ 垂直偏波（$p$偏波）の挙動：
垂直偏波では電界が入射面内で斜めに振動するため、境界に垂直な電界成分（法線成分）を持ちます。境界に対して平行な電界接線成分が $0$ になるように反射が起きるため、逆に垂直な電界成分同士は境界上で同位相で強め合い（腹）となります。
1. 直線偏波が入射した場合：
誘電体（ガラス等）による反射では、全反射を除き、反射係数 $r_s, r_p$ は常に純粋な実数（位相が $0^\circ$ または $180^\circ$ のいずれか）になります。$s$成分と $p$成分の間に中途半端な位相差が生じないため、直線偏波は反射されても直線偏波のまま美しく保持され、楕円偏波に崩れることはありません。
2. 円（楕円）偏波が入射した場合：
斜め入射では常に $|r_s| \neq |r_p|$（フレネル反射率が非対称）となるため、反射波では $s$波と $p$波の振幅バランスが崩れ、円偏波は必ず楕円偏波へ潰れます。
さらに、ブリュースター角の前後で $r_p$ の実部符号（正負）が逆転（位相が $180^\circ$ シフト）します。円偏波の $p$波振動のスタート位相が半周期ズレるため、合成される楕円偏波の回転の回りやすさ（旋回性）や傾斜方向が、ブリュースター角をまたぐことで劇的に逆転・反転します。