Д.В. Сивухин - Общий курс физики. Том 5. Атомная и ядерная физика (1121281), страница 53

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 53)

Но если излучение уже отделилось от излучателя, то теряется связь его с излучатштем. Излучение продолжает существовать уже как самостоятельная система. Соотношение между его энергией и моментом количества движения поэтому есть внутреннее свойстпво тполько с мого отделившегося излучения.

Отсюда следует, что при рассмотренном нами способе возбуждения излучения его энер- гиЯ Уаээ и момент количества движениЯ Ь„,а должны быть свЯзаны соотношением з 37) Эффект Садовского и спин фотона 219 конечно, преобразовать все излучение в плоскую бегущую волну, поляризованную по кругу. Для этого можно, например, поместить центр окружности, по которой вращается излучающий заряд, в фокусе бесконечного идеально отражающего параболического зеркала, чтобы плоскость окружности была перпендикулярна к оси зеркала.

Получится отраженная плоская волна, бегущая параллельно оси параболического зеркала. Она возникает в результате интерференции отраженных волн различной поляризации. Но ввиду цилиндрической симметрии результирующая волна будет поляризована по кругу. Однако нельзя заранее утверждать, что при отражении от зеркала общий момент количества движения излучения не изменится.

Чтобы преодолеть эту трудность, воспользуемся идеализированной моделью излучателя, аналогичной той, которая применялась в т. 111, 9 83, для получения плоских электромагнитных волн. Там было показано,что бесконечная заряженная плоскость, приведенная в ускоренное движение, является источником двух плоских электромагнитных волн, распространяющихся от нее в разные стороны с одной и той же энергией.

Чтобы исключи гь статическое электрическое поле зарядов, мы помещали ранее рядом с рассматриваемой плоскостью вторую неподвижную бесконечную плоскость, заряженную электричеством противоположного знака. Теперь изменим слегка эту модель и возьмем снова бесконечную плоскость, но уже неподвижную и находящуюся в вакууме. Разместим на ней равномерно и достаточно густо электрические диполи с электрическими моментами, параллельными этой плоскости. Пусть каждый диполь вращается в этой плоскости вокруг своего центра с одной и той же угловой скоростью оги одинаковой начальной фазой.

Такая плоскость, покрьгеая вращающимися диполями, возбудит опять две плоские волны, распространяющиеся в разные стороны, но уже поляризованные по кругу. В силу симметрии энергия и момент количества движения распределятся поровну между обеими волнами. Поэтому для каждой из этих двух волн в отдельности соотношение (37.2) сохранится. 3. Направление вращения векторов Е и Н, понятно, должно совпадать с направлением вращения диполя р, т.е. в обеих волнах будет одно и то же. На рис. 65 направление вращения диполей р в плоскости указано стрелкой.

В соответствии с указанным направлением моменты количесгва движения В„,п обеих волн направлены слева Я Н Я направо. Обе волны будут бегущими и уходящими, так что в обеих из них вектор Пойнтинга Б направлен наружу. Значит, в волне, уходящей Рис. 65 направо, вектор Я направлен тоже направо, т.

е. одинаково с вектором В„, . В волне же, уходящей налево, вектор Б направлен налево, т. е. противоположно вектору В„, . Но волна, идущая вправо, поляризована по левому кругу (вращение векторов 220 Дальнейшее построение квантовой механики и спектры ) Гл. Н Е и Н совершается против часовой стрелки, если волна идет к глазу наблюдателя); волна же, идущая влево, поляризована по правому кругу (вращение векторов Е и Н совершается по часовой стрелке, если волна идет также к глазу наблюдателя).

Таким образом, в левополяризованной волне вектор Е„, направлен в сторону распространения волны, а в правополяризованной в сторону, противоположную направлению распространения волны. То же заключение, разумеется, справедливо и для волн, поляризованных зллиптичсски.

Нелишне особо подчеркнуть, что взаимное расположение векторов Е и Н в бегущей волне однозначно определяет направление вектора Нойнтингв Я, а с ним и направление распространения волны. Но этим расположением еще не опреде- Я ляется вид поляризации волны, поляризованной по кругу или эллиптически; поляризация может быть и левой, и правой.

НаН н пример, на рисунках 66 а и 66 б х век"горы Е, Н и Я имеют одну й, и ту же ориентацию и обе волны а распространяются в одну и ту Рис. 66 же сторону, хотя направления вращения векторов Е и Н, отмеченные круговыми стрелками, в них противоположны: рис. 66 а соответствует левой, а рис. 66 б — правой круговой поляризации. Укажем теперь, насколько густо надо расположить диполи в излучающей плоскости, чтобы получились только плоские волны, распространяющиеся перпендикулярно к этой плоскости.

Для этого надо учесть, что волны, излучаемые отдельными диполями, конечно, интерферируют между собой. Требуется, чтобы при интерференции они взаимно гасили друг друга во всех направлениях, за исключением направлений, перпендикулярных к излучающей плоскости. Для этого достаточно, чтобы расстояние между диполлми было меньше длины волны Л. Тогда вдали от плоскости возникнут только плоские уходящие волны. Лишь вблизи самой плоскости на них наложатся неоднородные волны, не играющие роли в рассматриваемом нами вопросе, так как эти волны быстро затухают в тонком приграничном слое, толщина которого порядка расстояния между диполями.

В итоге получается, что всякая плоская электромагнитная волна частоты го, поляризованная по кругу, несет момент количества движения, связанный с энергией волны соотношением (37.2). Если поляризации левах, то вектор Ь, направлен в сторону распространения волны, если правая, то эти направлен л противоположны. Это и есть основной результат, полученный А.И.

Садовским. Случай эллиптической поляризации сводится к случаю круговой поляризации. Действительно, волну, поляризованную по эллипсу, можно разложить на две волны, поляризованные по кругу: одну — по правому, другую — по левому. 5 37) Эффект Садовского и скин фотона 221 4. Момент количества движения излучения можно найти и более непосредственно, исходя из свойств только с мого излучсн л. Последнее, как известно, обладает количеством движения, объемная плотность которого дается выражением я, = 5/сс, где Я вектор Пойнтинга (см. т.

1П, 3 8!). Если взять момент вектора и, и проинтегрировать по всему пространству, занятому излучением, то и получится момент количества движения излучения. Это делается в задаче в конце этого параграфа, где указанная процедура проводится применительно к излучению электрического диполя Герца, дипольный момент которого, не меняясь по величине, равномерно вращается в одной плоскости. При этом, конечно, речь идет о моменте количества движения всего излучения, испускаемого источником в различных направлениях.

Но в качестве источника излучения можно снова взять бесконечную плоскость с распределенными на ней достаточно густо диполями Герца, как это делалось в п.2. Таким путем можно получить уже плоскую ванну с круговой поляризацией. Для нее можно ввести и понятие вектора плотности потока момента количества движения излучения М.

На основании формулы (37.2) этот вектор определяется формулой (37.3) 5. При поглощении световой волны, поляризованной по кругу, на единицу площади тела будет дейсгвовать вращающий момент М = Я/сс, если только волна падает на поверхность тела нормально. Чтобы составить представление о величине эффекта, предположим, что плотность потока энергии в поляризованной по кругу плоской световой волне равна Я = 1 Вт/см = 10 эрг/(см с).(Это примерно 2 в 7 раз больше плотности погока солнечного излучения вблизи Земли за пределами ее атмосферы.) Тогда для видимого излучения Л = о00 нм формула (37.3) дает М = — = = 2,7. 10 '' дин/см, Э ЛЭ м 2кс а для волны Л = 1 см той же интенсивности М = 5,3 10 ~ дин/см. Если волна проходит через крипталлическую пластинку в полволны, вырезанную параллельно оптической осн, то она превращается из право- в левополяризованную и наоборот.

В соответствии с этим величина М удваивается. При заданной мощности излучения эффект возрастает с увеличением длины волны. Но он все же очень мал и экспериментально был обнаружен только в 1935 г, американским физиком Бетам, и притом не только для радиоволн, но и для видимого света. 6. Перейдем теперь к рассмотрению эффекта Садовского с квантовой гпочки зрения. Одна из особенностей здесь состоит в том,что 222 Дальнейизее построение квантовой механики и спектры (ГлЛ исггускание и последующее распространение света происходят не непрерывными порциями, а неделимыми квантами — фогпона,и. В соответствии с этим отпадает необходимость в искусственной концентрации излучения в определенном направлении, какая применялась при классическом рассмотрении.

Характеристики

Список файлов книги