А.Н. Матвеев - Атомная физика (1121290), страница 9

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

Текст из файла (страница 9)

Однако при наличии флук­туаций ситуация меняется. Д ля флук­туаций можно определить характер­ный масш таб времени, а следователь­но, и расстояний вдоль пучка. Если хменьше характерного времени флук­туаций, то в корреляторе все время§ 4. П оляризация ф о то н о в 33регистрируются примерно одинако­вые силы токов и G{t) близка к едини­це. При увеличении т корреляциямежду силами токов в корреляторенарушается, максимумы силы тока водном канале попадаю т на миниму­мы в другом и т. д., в результате чегоG ( t ) уменьшается. К огда х превосхо­дит характерное для флуктуаций вре­мя, его увеличение не вносит измене­ния в соотношение токов в каналах изначение G(x) остается постоянным.Функция G( t) свидетельствует оналичии флуктуаций концентрациифотонов в световом пучке и дает ин­формацию о статистических свойст­вах фотонов.4.Поляризация фотоновОбсуждаются экспериментальные доказатель­ства применимости понятия поляризации к от­дельному фотону.

Вводится понятие о состоя­нии движения фотона и обсуждается смысл су­перпозиции состояний.Поляризация электромагнитных волн.П оляризация электромагнитных волнопределяется поведением вектора на­пряженности электрического поля вол­ны, который всегда перпендикуляренлучу. При линейной поляризации ко­нец вектора напряженности с началомна луче в фиксированный момент вре­мени при перемещении по лучу опи­сывает синусоиду на плоскости, в ко­торой лежат луч и вектор напряжен­ности.

Эта плоскость называется плос­костью колебаний вектора напряжен­ности электрического поля. П лос­костью поляризации называется плос­кость (в которой колеблется вектормагнитной индукции волны), перпен­дикулярная плоскости колебаний век­тора напряженности электрическогополя. Однако плоскость поляризациив этом смысле в настоящее времяпрактически не используется и поля­ризация описывается посредством ха­рактеристики электрического вектораволны.

Кроме линейной поляризацииимеются круговая и эллиптическая.При круговой поляризации конец век­тора напряженности с началом налуче при перемещении по лучу в фик­сированный момент времени описы­вает винтовую линию на круглом ци­линдре, осью которого является луч,а при эллиптической-винтовую ли­нию на эллиптическом цилиндре, при­чем луч проходит через центры эл­липтических сечений цилиндра (не че­рез фокусы эллипсов в сечении!). Вфиксированной точке пространствана луче при линейной поляризацииконец вектора § колеблется по гар­моническому закону по линии колеба­ний, при круговой и эллиптическойполяризации конец вектора ё описы­вает соответственно окружность иэллипс с центром на луче в плоскости,перпендикулярной лучу. Круговая иэллиптическая поляризация бываю тправой и левой в зависимости от на­правления движения конца векторавокруг луча. С помощ ью принципасуперпозиции для напряженности элек­трического поля волну с круговой илиэллиптической поляризацией можнопредставить в виде суперпозиции двухлинейно поляризованных волн с вза­имно перпендикулярными направле­ниями поляризациия.

П оэтому прианализе поляризации электромагнит­ных волн достаточно ограничитьсялинейной поляризацией.Поляризационные свойства светанаиболее отчетливо проявляю тся ванизотропных средах, а особенноп р о с т о -в одноосных кристаллах. П о­дробно эти вопросы рассм атриваю т­ся в оптике. Здесь мы остановимсялишь на явлениях, помогаю щ ихразъяснить проблему поляризациифотонов.3 4 1 К орпускулярны е свойства электром агнитны х волнПоляризационные явления в одно­осных кристаллах.

Оптическая осьодноосного кристалла характеризуетнаправление, при распространении вкотором луч света ведет себя как визотропной среде, т. е. распространя­ется в среде при лю бой поляризации содной и той же скоростью (при дан­ной частоте). Однако при неколлинеарности луча и оси одноосногокристалла ситуация существенно из­меняется. Через луч, направленныйпод углом к оптической оси, и опти­ческую ось можно провести плос­кость, называемую главной (рис. 18).В этом направлении возможными яв­ляю тся лиш ь лучи света, вектор на­пряженности электрического поля ко­торых колеблется либо в главнойплоскости («необыкновенный» луч),либо перпендикулярно главной плос­кости («обыкновенный» луч).

Ско­рость необыкновенного луча зависитот угла между лучом и оптическойосью; скорость обыкновенного лучаодинакова по всем направлениям (по­этому он и называется обыкновен­ным). Если луч света падает на плос­кую поверхность одноосного кристал­ла, вырезанного параллельно оптичес­кой оси по нормали к поверхности(рис. 19), то в кристалле распростра­няются два пространственно совпада­ющих луча с взаимно перпендикуляр­ными направлениями линейной поля­ризации.

При угле падения, отличномот нуля (рис. 20), происходит прелом­ление каждого из лучей в соответст­вии со скоростью распространениясвета в кристалле, т. е. при показателепреломления п = c/v, где с-с к о р о с тьсвета в вакууме, v - скорость света вкристалле. П оэтому после преломле­ния обыкновенный и необыкновенныйлучи имеют различные направления иначинают пространственно разделять­ся, т. е. падаю щий луч испытывает18Главная плоскость Н апряженность электриче­ского поля<^ц у необыкновенного луча, S' 1 - у обыкновенного19Поведение луча при падении по нормали наповерхность кристалла, вырезанного парал­лельно оптической осиV20Двойное лучепреломление21Истолкование закона М алю саг*fe§ 4. П оляризация ф ото н о в 35двойное лучепреломление. П ри выхо­де из кристалла лучи пространствен­но разделены и обладаю т взаимноперпендикулярными направлениямилинейной поляризации (рис.

20). Этообстоятельство используется для по­лучения поляризованных световыхлучей. Интенсивность лучей зависитот состава падающего излучения.Если линейно поляризованный лучпадает нормально к поверхности иугол между направлением колебанийвектора § и оптической осью равен Р(рис. 21), то в соответствии с прин­ципомсуперпозициивектор§представляется в виде суммы вектораё е, параллельного оптической оси, ивектора ё 0, перпендикулярного этойоси. Первый из векторов являетсявектором напряженности необыкно­венного луча, а второй -об ы кн овен ­ного.

Отсю да следует, что амплитудаколебаний необыкновенного луча рав­на /4e = v4sinp, а обыкновенногоА 0 = A cos Р, где А - амплитуда падаю ­щего луча. Д ля интенсивностей / 0 и 1еобыкновенного и необыкновенноголучей получается закон М алюса:22Зависимость силы ф ототока насыщения от дли­ны волны в норм альном (а) и селективном (б)фотоэффектеЭ лектромагнитная теория света,изучаемая в волновой оптике, позво­ляет полностью описать поляриза­ционные явления.

Здесь необходимодать трактовку этих явлений в рамкахпредставлений о фотонах.Применимость понятия поляриза­ции к отдельному фотону. И зложен­ные в § 3 опыты по исследованию10 = I sin2 р, I e = I cos2 Р,(4.1) флуктуаций числа фотонов в поляри­где /-и н тен си в н о сть падаю щ его све­ зованных лучах позволили сделатьта.

При р = 0 из кристалла выходит вывод о применимости понятия поля­только необыкновенный луч, а при ризации к отдельному фотону. И ме­ются и другие эксперименты, которыеР = л /2 -т о л ь к о обыкновенный.Имеются кристаллы, которые по­ подтверж даю т этот вывод.Среди них важнейшее значениеглощ аю т либо обыкновенный, либонеобыкновенный луч. Тогда на вы­ имею т опыты по селективному ф ото­ходе из них образуется только один эффекту.

Н а рис. 22, а показана зави­луч с соответствующей линейной по­ симость силы фототока насыщенияляризацией. Например, в кристалле от длины волны для нормальноготурмалина уже на пути около 1 мм фотоэффекта, подробно рассмотрен­практически полностью поглощается ного в § 2, а на рис. 22, # - д л я селек­обыкновенный луч, а в герапатите тивного.

Из рис. 22 можно заклю ­один из лучей поглощается полностью чить, что более энергичные коротко­уже при толщине 0,1 мм. Такие крис­ волновые фотоны значительно эффек­таллы используются в качестве по­ тивнее выбиваю т электроны из ка­ляризаторов или анализаторов света. тода.

Однако зависимость, представ­3 6 1. К орпускулярны е свойства электром агнитны х волнленная на рис. 22, а, не всегда имеетместо. Для некоторых металлов, укоторых красная граница лежит дале­ко в красной области спектра илидаже в инфракрасной (например, ущелочных металлов), зависимость си­лы тока насыщения от длины волныпредставлена на рис. 22, б.

Характеристики

Список файлов книги