Состояние поляризации электромагнитного поля

СОСТОЯНИЕ ПОЛЯРИЗАЦИИ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ПОЛЯ [c.32]

Состояние поляризации электромагнитного поля 33 [c.33]

Это было использовано при обосновании закона Малюса. Принцип суперпозиции для электромагнитного поля позволил полностью объяснить все поляризационные явления в кристаллах. Для последовательной интерпретации поляризации фотонов необходимо использовать некоторый аналог принципа суперпозиции для электромагнитных волн. Таким аналогом является принцип суперпозиции состояний. [c.40]

В исследованиях состояния электропроводных тел в электромагнитных полях исходят из предположения, что тело находится в магнитном поле, создаваемом как электрическим током в самом теле, так и источником, находящимся вдали от тела (внешнее магнитное поле). При этом считают, что тело обладает конечной электропроводностью а, но не обладает самопроизвольной поляризацией и намагниченностью. [c.240]

Световые волны представляют собой электромагнитное поле, для полного описания которого требуются четыре основных векторных поля Е, Н, D и В. Для определения состояния поляризации световых волн используется вектор электрического поля. Такой выбор связан с тем, что в большинстве оптических сред физические взаимодействия с волной осуществляются через электрическое поле. Основной интерес к изучению поляризации световых волн обусловлен тем, что во многих веществах (анизотропные среды) показатель преломления зависит от направления колебаний вектора электрического поля Е. Это явление можно объяснить движением электронов, которые раскачиваются электрическим полем световых волн. Для иллюстрации этого предположим, что анизотропное вещество состоит из несферических иглообразных молекул, причем все молекулы ориентированы таким образом, что их большие оси параллельны друг другу. Пусть в таком веществе распространяется электромагнитная волна. Вследствие анизотропной структуры молекул электрическое поле, параллельное осям молекул, будет сильнее смещать электроны вещества относительно их равновесного положения, чем электрическое поле, перпендикулярное осям молекул. Поэ- [c.63]

В предыдущем разделе мы показали, что внешнее электрическое поле может изменять эллипсоид показателей преломления определенных кристаллов. Известно также, что характеристики электромагнитного излучения, распространяющегося в кристаллах,, определяются эллипсоидом показателей преломления. Следовательно, электрооптический эффект в этих кристаллах можно использовать для управления распространением световой волны, в частности ее состоянием поляризации. В качестве примера рассмотрим пластинку, представляющую собой г-срез кристалла KDP, на которую действует внешнее электрическое поле Е, параллельное оси Z. Для света, распространяющегося вдоль оси z, двулучепреломление в соответствии с (7.2.9) и (7.2.10) можно записать в виде [c.257]

РИС. 11.33. Электромагнитная поверхностная волна на границе между двумя средами. Показана зависимость амплитуды поля Н , (или ) от х (расстояния вдоль нормали к границе раздела). Два эллипса указывают состояния поляризации вектора Е в двух средах. [c.529]

К появлению таких мод (а также и линейно поляризованных мод ТЕМ , в резонаторе с пластинчатым активным элементом) можно подойти и с другой стороны, вспомнив трактовку термически деформированного элемента как бифокальной линзы, различные фокусы которой соответствуют свету, поляризованному в каждой точке в направлении ортов г и <р (или X и у для пластины) системы координат. Электромагнитное поле в резонаторе с таким элементом (как было описано выше) распадается при этом на две подсистемы мод, относящихся к различным состояниям собственных поляризаций, но в данном случае в отличие от пространственно однородной анизотропии эквивалентные резонаторы, соответствующие каждой из этих подсистем, имеют различные конфигурации. [c.93]

Отметим, что в условиях (3.1) нигде не проявляется векторный характер электромагнитного поля. Действительно, рассеяние на гиперзвуковых решетках в газах и жидкостях нечувствительно к состоянию поляризации рассеиваемого света. В том случае, когда пространственно неоднородная анизотропия в элементах оптического тракта отсутствует, это обстоятельство позволяет применить для вывода излучения из усилителя с ОВФ компенсацией стандартную схему поляризатор пластина Х/4. [c.143]

Электромагнитное излучение, распространяющееся в среде, характеризуется амплитудой колебаний электрического Е нли магнитного Н вектора напряженности поля излучения, частотой, состоянием поляризации к направлением распространения, определяемым волновым вектором k. Выражение для плоской монохроматической волны в изотропной среде имеет вид [c.6]

Понятие поляризации ТЕМ-волны, как известно, определяет пространственно-временную ориентацию электрического и магнитного векторов в поперечном сечении [67]. Понятие поляризации предполагает наличие упорядоченной ориентации компонентов электромагнитного поля излучения. Наиболее распространенное, традиционное описание состояния поляризации основано на фигуре, которую описывает проекция конца электрического вектора в поперечном сечении ТЕМ-волны. В об-, щем случае полностью поляризованного монохроматического излучения это эллипс (рис. 7.1). [c.142]

Из электромагнитной теории света известно, что взаимодействие световой волны с веществом состоит в смещении электрических зарядов под действием поля падающей световой волны. Если учесть, что вынужденные колебания электронов происходят в направлении колебаний электрического вектора световой волны, то станет ясным, что величины смещения электрических зарядов анизотропной среды должны зависеть от состояния поляризации. Для анизотропной среды направления вектора электрической индукции О и вектора напряженности Е не совпадают. Тензор диэлектрической проницаемости симметричен г у === хг уг == Существуют три направления, для которых вектор электрической индукции оказывается параллельным вектору Е. Эти направления называются главными осями тензора диэлектрической проницаемости. Если привести тензор вц к главным осям X, К, 7, то получим [c.195]

Состояние поляризации произвольного светового пучка принято описывать четырьмя параметрами 5г ( =1, 2, 3, 4), впервые предложенными Стоксом. Каждый из них представляет собой линейную комбинацию квадратичных характеристик электромагнитного поля и может быть непосредственно измерен в эксперименте [35]. Все параметры Стокса 5 можно рассматривать как компоненты единого единичного вектора 8 в четырехмерном пространстве [7, 17, 34]. [c.35]

В главе 7 было показано, что направления электрического и магнитного полей в электромагнитной плоской волне перпендикулярны направлению распространения г (и друг другу). Оси х и у перпендикулярны z, а поперечное поле волны всегда можно разложить на две независимые составляющие, параллельные этим осям. Амплитуды и фазы составляющих в общем случае будут различны. Состояние поляризации гармонической бегущей волны определяется соотношением амплитуд и фаз независимых составляющих Е . [c.352]

Поляризация при излучении. Возбуждая волну в пружине , вы создаете нужное состояние поляризации, задавая направление встряхивания. Точно так же поляризация радиоволн или микро-г-олн, испускаемых антенной, зависит от того, как движутся электроны в антенне. Если антенна представляет собой прямой отрезок провода, расположенный перпендикулярно оси г, то колебание электронов вдоль провода приводит к колебанию электрических силовых линий в этом же направлении и электрическое поле в электромагнитной волне, распространяющееся вдоль г, имеет линейную поляризацию, параллельную антенне. Излучение в других направлениях также линейно поляризовано вектор электрического поля перпендикулярен направлению распространения излучения антенны и лежит в меридиональной плоскости, образованной этим направлением н антенной (см. п. 7.5). Если имеются две прямые антенны, одна из которых направлена вдоль х и вторая — вдоль у, и если они нахо- [c.364]

Продолжительность состояния поляризации. Предположим, что одновременно возбуждается много атомов. Пусть все они сосредоточены в небольшой области у начала координат х — у = г = 0 и наблюдатель, смотрящий на источник по оси г, регистрирует электромагнитные волны, которые являются суперпозицией волн, испущенных отдельными атомами. Будем называть мгновением интервал времени, который мал по сравнению со средним временем высвечивания т, но содержит много периодов колебаний Т = 2л/с1)о. Далее, пусть наблюдатель описывает излучение, используя понятия амплитуд Ех и Еу и разности фаз между колебаниями по осям х я у. В любой момент поле Ех представляет собой суперпозицию полей от колебаний всех атомов, излучающих в соответствующие моменты. То же справедливо и для Еу. Все атомы колеблются с одинаковой частотой Юо, но с различными амплитудами и фазовыми константами. Поэтому результирующее излучение занимает определенный частотный интервал. Несмотря на это, мы можем говорить о доминирующей частоте о и об амплитуде и фазовой постоянной, которые зависят от амплитуд и фаз всех вкладов. (То же справедливо и лля Еу.)В течение любого временного интервала, малого по сравнению с т, все колеблющиеся атомы теряют лишь небольшую часть своей энергии и фазовые постоянные остаются неизменными. Поэтому амплитуда и фазовая постоянная суперпозиции, определяющей Ех (или Еу), не изменяются значительно в течение интервала времени, много меньшего т. Поляризация электромагнитного излучения в течение такого интервала времени остается постоянной. В частности, не меняется и разность фаз между Е и Еу. Теперь предположим, что через относительно большой интервал времени, равный многим т, мы проверяем поляризацию результирующей волны. Атомы, которые излучали (в начале интервала), теперь перестанут излучать, и их излучение будет заменено излучением новых атомов. (Не имеет значения, возбуждены ли новые атомы или снова возбуждены старые.) Движение электронов во вновь возбуждаемых атомах не связано с движением электронов в старых атомах (за исключением того, что для простоты можно считать среднюю энергию возбуждения новых и старых атомов одинаковой). Сложив л -компоненты излучения всех атомов, получим х-компоненту Ех общей волны. Она должна иметь примерно такую же амплитуду, что и компонента Ех, полученная из старого набора возбужденных атомов. Однако фазовая постоянная нового поля Ех никак не связана с фазовой постоянной старого поля Ех- То же справедливо и для составляющей поля по оси у. Далее, поскольку разность фаз движений по осям х я у нового набора атомов никак не коррели-рована с разностью фаз движений по х я у для старого набора, то поведение разности фаз Ех и Еу полностью непредсказуемо и носит характер случайного события, если наш временной интервал т. [c.385]

Полная энергия такого состояния электромагнитного поля, в котором имеется Лк, г фотонов с импульсом к и поляризацией е, дается суммой [c.279]

Когда оптический показатель преломления близок к единице, различие между микроскопическим полем, действующим на отдельную молекулу, и макроскопическим полем пренебрежимо мало. Такая ситуация точно осуществляется только в газах. На молекулы действует электромагнитное поле, описываемое соотношениями (2.1) и (2.3). Эффективная нелинейная поляризация в элементе объема газа с центром в точке Го получается в результате усреднения эффективного дипольного момента молекулы, описываемого выражениями (2.7)—(2.10), по всем заполненным состояниям , взятым с соответ ствующим статистическим весом, и умножения на число молекул N в единице объема. Вводя Дк = к) + кг — кз и Дф = ф1 + ф2 — фз, получаем для эффективной нелинейной поляризации в точке Го [c.281]

До сих пор мы рассматривали малые движения относительно естественного, т. е. ненапряженного, состояния. Однако при теоретическом исследовании сред с электрическими и магнитными свойствами часто приходится проводить линеаризацию относительно начального состояния с конечной деформацией и намагниченностью и/или поляризацией (см. гл. 6 и 7). Разумеется, если за начальное состояние взято состояние без напряжений, намагниченности, поляризации и электромагнитных полей, то линеаризованная система уравнений, полученная из полной нелинейной системы уравнений, сводится к системе линейных уравнений классической теории. Техника, используемая для получения системы линеаризованных уравнений, описываю- [c.150]

Вынужденное излучение (рис. 16.5, в). Атом переходит мз возбужденного состояния в основное, но не самопроизвольно, а под воздействием внешнего электромагнитного поля Вероятность вынужденного излучения равна B 1] . Число фотонов увеличивается на единицу. В отличие от спонтанного процесса, при котором фотоны испускаются различными атомами независимо друг от друга, при вынужденном излучении новый фотон неотличим по своим свойствам от фотона, вызвавшего переход. Все фотоны, возникшие в результате вынужденного излучения, имеют одинаковую частоту, фазу, направление распространения и поляризацию. Таким образом, вынужденное излучение когерентно (см. главу 5). [c.250]

Для полного определения квантового состояния ферми-часТицы необходимо ввести оператор, характеризующий проекцию спина, т. е. ввести четвертое квантовое число (в дополнение к п, I, Кз), характеризующее спиновые свойства электрона. Оператор поляризации (оператор проекции спина) должен обладать необходимыми ковариантными свойствами, а соответствующая ему физическая величина должна являться интегралом движения. Только в этом случае такой оператор будет иметь общие с гамильтонианом волновые функции. Вопрос о выборе оператора поляризации является особенно важным, если речь идет не о свободной частице, а об электроне, движущемся в электромагнитном поле. [c.138]

Исторически сложилось так, что линейная поляризация плоской электромагнитной волны характеризуется положением плоскости, в которой колеблется вектор напряженности магнитного поля. Однако при рассмотрении распространения волн в диэлектрических средах обычно анализируется поведение вектора напряженности электрического поля волны. Поэтому в качестве характеристики поляризации фотона удобнее брать плоскость, в которой колеблется вектор S. Эту плоскость и будем называть плоскостью поляризации фотона, если он находится в состоянии линейной поляризации. [c.38]

Подобный вопрос возникает при исследовании устойчивости. Наряду с некоторым конкретным состоянием придется рассматривать другое, очень мало от него отличающееся, притом отличающееся только в каком-нибудь очень малом элементе объема. Такого рода отклонения от исходного состояния можно назвать локальными (или местными). Обычно приходится исследовать локальные изменения при неизменном расположении внешних зарядов и токов. Переход от исходного состояния к локально варьированному можно рассматривать как равновесный процесс возникает вопрос об электромагнитной работе при этом процессе. Между тем, заранее вовсе не очевидно, что локальные изменения вообще возможны, поскольку не ясно, например, можно ли изменить в каком-либо элементе объема поляризацию так, чтобы поле вне его не изменилось. [c.152]

Эта величина табулирована для различных атомов в справочнике [7.1 Г. Динамический штарковский сдвиг высоковозбужденных состояний п равен средней энергии колебаний электрона в поле электромагнитной волны. В случае линейной поляризации имеем [c.169]

НИИ значение потенциала, в котором происходит движение решетки, при определенной конфигурации положений ядер равно полной энергии основного состояния, причем эта энергия вычисляется при неподвижных ядрах в той же самой конфигурации. В дальнейшем изложении мы в той мере исходим из модельных допущений п. 3.161, в какой мы учитываем связанные с колебаниями электрические поля наряду с этим принимается во внимание периодичность кристалла. Определяющие соотношения для колебаний решетки (уравнения для плотности энергии, уравнения движения и др.) содержат в явном виде как механические компоненты, так и компоненты внутренних электрических полей в кристалле. Необходимые принципиальные познания об оптических (в особенности о нелинейных оптических) свойствах мы можем получить уже при изучении относительно простых кристаллов или модельных кристаллов так, например, мы рассмотрим решеточные волны линейной цепочки и в трехмерном представлении колебания решетки с определенным направлением поляризации и распространения в оптически изотропных кристаллах с двумя ионами в элементарной ячейке. Сначала мы займемся невозмущенной системой и изучим длинноволновые оптические колебания решетки (оптические фононы) и колебания поляризации (фо-нон-поляритоны), представляющие собой смешение решеточных и электромагнитных колебаний [3.1-2]. Затем мы перейдем к рассмотрению взаимодействия решетки с внешним полем излучения. Квантовое описание основных соотношений для невозмущенной системы, а также для взаимодействия с внешним полем излучения может быть успешно выполнено как в качественной, так и в количественной формах по аналогии с классическим рассмотрением. В ч. I и до сих пор в ч. II мы еще не обсуждали решеточные колебания, и поэтому нам придется начать издалека. [c.371]

Практически удобно описывать состояние поляризации электромагнитных волн не с помощью векторов электрического или магнитного поля, а с помощью некоторых статистических параметров, представляющих собой таадратичные и билинейные комбинации относительно компонент Е. Наибольшее распространение получили так называемые параметры Стокса, введенные Стоксом (1852 г.) при исследованиях поляризованного света и подробно обсужденные при решении задач оптики дисперсных сред в работах [5, 6] [c.10]

Взаимодействие электромагнитной волны с веществом зависит от ее состояния поляризации. Например, если мы найдей вещество, в котором заряженные частицы могут свободно смещаться в направлении оси X и неподвижны в направлении у, то в таком веществе компонента Е падающей волны будет совершать работу над заряженной частицей, а компонента Е работу не совершит. Энергия электромагнитного излучения, связанная с Е , уменьшится (часть ее превратится в кинетическую энергию заряженных частиц и, в конечном счете, из-за столкновений между частицами — в тепло), в то время как амплитуда Еу от прохождения волны через вещество не изменится. Существуют вещества,. которые могут менять разность фаз компонент Е и Еу (но не вызывают заметного затухания этих компонент). В результате таких асимметричных (относительно Е - и -компонент) взаимодействий состояние поляризации электромагнитного излучения изменяется. Этот факт имеет много важных последствий. Зная, как вещество взаимодействует с излучением, мы можем определить состояние поляризации излучения, и, наоборот, наблюдая, как вещество меняет состояние поляризации, мы получаем возможность судить о его свойствах. Например, направление магнитного поля в нашем спиральном плече Галактики стало известно благодаря изучению зависимости поляризации радиоволн внегалактических источников от направления на источники и от длины волны излучения ). [c.352]

Если необходимо сохранить векторный характер электромагнитного поля (например, при проектировании ОЭП, регистрирующего состояние поляризации излучения объекта), го для описания векторной волны (например, Е(г, /)) общего вида необ содимо определить все три ее проекции на оси координат [c.40]

Эффективные потенциалы, зависящие от орбитального квантового числа электрона, формируются на основе расчетов в приближении Хартри-Слэтера для основного и низколежащих возбужденных состояний атомов благородных газов. Так, р — потенциал ( = 1) находится из расчета основного состояния. В работе [5.63] рассматривались два р-электрона с = О (т.е. вдоль направления линейной поляризации излучения). Расчеты показали, что они вносят главный вклад в процесс ионизации. В работе [5.64 был использован более простой потенциал Херрмана-Скилмана для расчета сечения многофотоиной ионизации атома ксенона. Волновые функции валентных электронов рассчитывались численно в потенциале, представляющем собой сумму атомного потенциала и потенциала взаимодействия атома с внешним электромагнитным полем. В расчетах учитывались только 5s- и 5р-электроны. Остальные электроны учитывались в приближении среднего потенциала замороженного остова . [c.136]

Зо-вторых, электромагнитное поле действует на свободную заряженную компоненту системы, вызывая изменение ее энергетического состояния. Последнее обстоятельство и связано непосредственно с темой нашего рассмотрения Описание этого процесса гораздо проще провести для некоторого идеального случая, а именно, рассматривая такую физическую систему, для которой векторы поляризации и намагниченности соответственно равны нулю ( Р =0 1М = 0). Такие системы называются иеполяризо-ванными. Не интересуясь пока конкретными физическими системами, удовлетворяющими этому условию, отметим, что это требование значительно упрощает изложение. [c.25]

Предположим что поперечное электромагнитное поле заключено в объеме кристалла и удовлетворяет тем же циклическим граничным условиям, что и экситоны. Предположим далее, что экситоны не взаимодействуют с колебаниями решетки — фононами. Оба предположения являются весьма существенными. Только при их выполнении, как мы увидим ниже, взаимодействие экситонов с волновым вектором к происходит с фотоном, имеющим тот же волновой вектор Л и ту же поляризацию, что и экситон. В этом случае в системе взаимодействующих экситонов и фотонов возникают новые элементарные возбуждения (стационарные состояния с тем же волновым вектором к), которые называют поляритонами или светоэкситонами. [c.349]

Согласно квантовой теории электромагнитного поля, фотон можно рассматривать как частицу с нулевой массой покоя, имеющую спин Ь и определенный импульс и энергию. Фотон всегда движется со скоростью света с. Из-за того, что фотон не имеет массы покоя, спин фотона может иметь только две независимые ориентации параллельнр или антипараллельно импульсу фотона. Фотон в определенном спи новом состоянии соответствует плоской электромагнитной волне с правой или левой круговой поляризацией. Можно, однако, взять линейную суперпозицию двух таких фотонных состояний, чтобы получить состояние с линейной поляризацией, которое не является [c.278]

Бассет и Павлюк [29 ] также полагали, что обнаруженные в осте-оцитах и их ВКМ пиро- и ферро-состояния биополимеров, а также и электретные свойства определяют многие особенности костной ткани Затем было продемонстрировано, что кости характеризуются определенным электретным состоянием и способны накапливать большие количества поляризации (до 10 В/см ). Даже малые электрические пол5 могут индуцировать в них измеряемое электретное поведение [591 Свойства костной ткани обусловлены электретным механизмом накопления заряда в пространстве кости. Это обусловило применение давш вошедшего в клиническую практику ускоренного сращивания костны> обломков постоянными электрическими и переменными электромагнитными полями нетепловых уровней [581. [c.18]

Уместно также отметить, что применение электромагнитных методов обнаружения резонанса не обязатель но требует большой концентрации магнитных моментов в образцах, в которых ядерная поляризация определяется температурой решетки. Так, электромагнитны методы могут быть применены по крайней мере для наблюдения электронного магнитного резонанса в парах Rb , поляризованных оптической подкачкой [13]. С другой стороны, возможно применение других способов обнаружения резонанса ядерных спинов, находяш,ихся в массе плотного веш ества. Давным-давно высказывалось никем не проверенное предположение [14] о возможности обнаружения прохождения через резонанс по повышению температуры образца, вызванному внезапным увеличением поглощения электромагнитной энергии ядерными спинами. Совсем недавно было предложено [15] обнаруживать ядерный резонанс радиоактивных ядер, ориентированных при очень низких температурах, достигнутых с помощью адиабатического размагничивания, по нарушению анизотропии испускаемого у-излучения радиочастотным полем, выравнивающим населенности состояний ориентированных ядер. Попытка проверить этот метод на опыте окончилась неудачей. [c.22]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...