Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
„ !( тс2 Y < I (1. - (X0 I ~ TJ = Д/ + .
В большинстве случаев множитель т] мал, так что даже при
I Це. o\L 1 НелеГКО ОЖИДаТЬ СОблЮДеНИЯ УСЛОВИЯ \\Хе — \Xo\L
> 1. Если, тем не менее, это условие будет выполнено при OT-
<249 рицательном (хе, о, то в синхротронном излучении источника будет превалировать одна из волн, т. е. в данном случае должна наблюдаться полная круговая поляризация.
В приближении, в котором [хе = Цо и излучательные способности Be = S0, круговая поляризация появиться не может. Однако линейная поляризация может меняться и в том случае, когда наличие плазмы не сказывается на поглощении и излучении волн. Именно, если не выполнено условие (10.36), то наблюдается не только вращение плоскости поляризации, но и деполяризация излучения. Дело в том, что под влиянием только фарадеевского вращения степень линейной поляризации уменьшается на множитель
(sin VIAke -К) L]) -VhAke- k0) LY1,
где ke, о = (<o/c)rte, о и L — размер излучающей области вдоль луча зрения (см., например, [56]). Степень круговой поляризации излучения от толстого слоя с [і > 0 равна
П. 1 ~ - + + П;1 « ^^ + ПГ. (10.52)
(0)
где при переходе к последнему выражению принято, что
и п^-йтї«1-
Оценка I— роI уже была приведена (см. (10.51)); как ясно из (10.17), (10.18) и (10.28), в области применимости этих формул — ^о)//2|х~П((;0). Вместе с тем сама формула (10.17) для Це была получена в предположении об игольчатом характере излучения, т. е. в пренебрежении членами порядка тс2/&. Между тем известно, что уже в вакууме Пс0) ~ тс21& (см. гл. 5). Комбинируя разные оценки, приходим к выводу, что обычно (при ц > 0) степени круговой поляризации П(с0) или Ilc малы и порядка тс2/& или г] = ^J(mc2jS)2 + со^/со2. Таким образом, появление круговой или эллиптической поляризации синхротронного излучения знаменательно, поскольку в простейших случаях это излучение всегда линейно поляризовано. Круговая или эллиптическая поляризация синхротронного излучения для совокупности излучающих электронов с квазиизотропным распределением может возникнуть либо в случае не слишком больших релятивистских энергий, либо при учете влияния анизотропии плазмы. Положение изменяется, если речь идет о синхрокомп-тоновском излучении (см. конец гл. 5 и цитированную там литературу) .
В условиях отрицательной реабсорбции может, помимо изменений поляризации, сильно сказываться зависимость коэффициентов реабсорбции jix, и или Не, о от угла % между полем и
<250 лучом зрения. В результате, если поле в источнике неоднородно, но не полностью хаотично, то при р < 0 преимущественно будет усиливаться излучение в направлениях с максимальным Поэтому при |р|і > 1 и особенно при IцIZ- » 1 отдельные области неоднородного источника будут выглядеть аномально ярко.
Выше мы смогли остановиться лишь на сравнительно небольшой части проблемы влияния холодной плазмы на синхротронное излучение и его реабсорбдию. В этой области нужно проанализировать еще целый ряд вопросов и возможностей (в первую очередь речь идет об отрицательной реабсорбции и поляризационных соотношениях в разных условиях и в применении к источникам различных типов).
Реабсорбция изгибного излучения рассмотрена в статье [161]. Глава 11
ЭЛЕКТРОДИНАМИКА СРЕД С ПРОСТРАНСТВЕННОЙ ДИСПЕРСИЕЙ
Об учете пространственной дисперсии. Нормальные волны в анизотропной среде. Некоторые эффекты пространственной дисперсии в кристаллооптике. О поляритонах.
При использовании электродинамики сплошных сред мы считали выше, что диэлектрическая проницаемость либо постоянна, либо зависит только от частоты (учет частотной дисперсии). Известен, однако, довольно широкий круг явлений (особенно в физике плазмы, но кроме того, в физике металлов и в оптике), для анализа которых нужно принимать во внимание также пространственную дисперсию — зависимость проницаемости от волнового вектора. В настоящей главе будут рассмотрены как общие вопросы электродинамики сред с пространственной дисперсией, так и некоторые эффекты пространственной дисперсии в оптике. Ниже мы в значительной мере следуем статье [162]. Более детально электродинамика и кристаллооптика сред с пространственной дисперсией освещена в монографии [76], возможность отослать к которой позволяет нам почти не приводить в этом вопросе других литературных ссылок. Роли пространственной дисперсии в плазме мы коснемся в гл. 12.
Пространственная дисперсия появляется потому, что индукция D в какой-либо данной точке г определяется электромагнитным полем E и В не только в той же точке, но и в некоторой ее окрестности. Подробнее это будет пояснено несколько позже — после того как будут вновь приведены для удобства исходные уравнения поля и записано общее соотношение, связывающее DhEb линейной электродинамике.
Итак, исходные уравнения поля имеют вид
где E — напряженность электрического поля, D и В — индукции электрического и магнитного полей (поля В и H не различаем, но, в отличие от других разделов пользуемся обозначением В,
(11.1)
" 252 как принято в электродинамике сред с пространственной дисперсией) , Jext и Pext плотность тока и плотность заряда внешних источников. Индукция D определяется соотношением
