Волновая оптика - Калитеевский Н.И.
ISBN 5-06-003083-0
Скачать (прямая ссылка):
188
янными". Очевидно, что (при указанном тког) длина когерентности в оптике составляет 3—30 см и лишь в очень благоприятных условиях может достигать примерно 1 м.
При разности хода Д < стког может происходить интерференция (хотя пока еще не уточнен конкретный способ ее наблюдения). Этот основной результат можно также использовать и для измерения длины когерентности (см. § 5.6).
Следует заметить, что приведенные оценки (стког ~ 3*30 см) хорошо согласуются с результатами эксперимента при использовании обычных источников света (например, газоразрядной плазмой низкого давления), но не лазеров. Эффект генерации в лазере связан с вынужденным излучением, а не со случайными (спонтанными) переходами, которые рассматривались при построении тех или иных статистических схем. Для лазера стког значительно больше, чем для обычных источников света. Это демонстрируется опытом с неон-гелиевым лазером, в котором интерференция наблюдается при разности хода в несколько десятков метров (см. § 5.6).
В радиотехнике также полезно введенное понятие длины когерентности. Но если исключить различные технические неполадки и недостатки схемы и связывать тког только с флуктуациями в генераторе радиоволн, возникающими, например, вследствие "дробового эффекта" (см. § 8.4), то для тког получается величина порядка 100 ч, что соответствует длине когерентности стког « « 1011 км. Эта длина больше размеров солнечной системы, что означает отсутствие принципиального предела дальности радио-интерферометрических измерений. Эффективность такого метода определяется лишь энергетическими соотношениями (в частности, отношением сигнал/шум) и уже упоминавшимися техническими погрешностями используемых радиотехнических устройств . '
латаемое на направление колебаний оптических
Электронов. Мы увидим, 5.9. Модель возникновения неполяри-
ввести модель возникновения неполяризованного света.
Будем считать, что в среднем 1/3 всех электронов колеблется вдоль оси X (назовем их х-электронами), 1/3 вдоль оси Y и 1/3
Чтобы завершить описание основных явлений в источниках света, снимем сделанное в начале параграфа ограничение, на-
Направления колебаний электронов / Поле, создаваемое
что это сразу позволит
зованного света
* При решении некоторых задач i-ког может совпадать с длиной волнового цуга, равной С Тизл .
189
вдоль оси Z. Рассмотрим излучение, распространяющееся вдоль оси Z, которое создается х- и «/-электронами (2-электроны не излучают в направлении оси 2)(рис. 5.9). Очевидно, что волны Ех и Еу, возникающие в результате колебаний х- и у-электронов, некогерентны вследствие полной независимости колебаний. Запишем их в виде
Ех = E0x(t)cos[at — cpi(t)], Еу = E0y(t)cos[at — cp2(t)] .
(5.20)
Вместе с тем <Е2> = <Е2>, т.е. для интенсивности излучения характерна осевая симметрия. Остановимся на этом основном положении несколько подробнее.
Конец суммарного вектора Е = Ех + совершает движение по эллипсу в промежутки времени, меньшие тког, когда Eqx, Е0у, ф1 и ф2 могут считаться постоянными. Уравнение эллипса получается из правила сложения двух взаимно перпендикулярных колебаний:
Xй
+
2 ху
Ч„ю
cos [фх(?) — ф2(*)]:
= sin2 [Ф1(0 — ф2(0] • (5.21)
Если проводить измерения за время, меньшее тког (что возможно при наличии безынерционной аппаратуры), то в принципе можно фиксировать форму и расположение каждого такого эл-
5.10. К вопросу об осевой симметрии неполяризован -ного света
5.11. В случае корреляции фаз (pi(t) и tp?t) свет поляризован эллиптически
липса. Но аппаратура всегда в той или иной степени инерционна, и приходится проводить усреднение за время, значительно большее времени когерентности тког. Поэтому на опыте регистрируется огромное количество различно расположенных эллипсов с разными эксцентриситетами (рис. 5.10), что и обусловливает наблюдаемую осевую симметрию излучения — свет не поляризован.
190
Предположим, что фазы исследуемых волн Ех и Еу в результате каких-то физических процессов оказываются скоррелированными [например, cpi(f) — срг№ = const] . Если при этом еще и амплитуды колебаний изменяются синхронно, т.е. Eox(t) = = aiA(t) и Eoy(t) = а2A(t), то конец результирующего вектора Е будет описывать в разные моменты времени эллипсы разных размеров, но вполне определенной формы (рис. 5.11).
Очевидно, что в данном случае нет осевой симметрии, характерной для нёполяризованного света, т.е. <E2(t)> Ф <E2(t)> .
В зависимости от того, чему равна разность фаз cpi(f) — Фг(0» получаются все известные виды поляризации излучения. Так, если |q>i(f) — Фг(*)| = 0, п.fm, то возникает линейная поляризация. Если |<pi(f) — <p2(t) •= тс/2, Зтс/2.то при ai = а2 получа-
ется круговая поляризация. Во всех остальных случаях корреляции фаз колебаний [фх(0 — фгМ = const] наблюдается эллиптическая поляризация.
Все такие случаи можно проиллюстрировать наблюдением сложения колебаний на экране осциллографа. Для этого на вертикальные отклоняющие пластины осциллографа подается напряжение через какой-нибудь фазовращатель, чем и обеспечивается контролируемая корреляция фаз между двумя взаимно перпендикулярными колебаниями. Описание этих эффектных радиофизических опытов и принципов действия соответствующих устройств приведено в книге Г.С. Горелика.*
