ПРИЛОЖЕНИЕ 2. ОБЫЧНАЯ ОПТИКА, ЭЛЕКТРОННАЯ ОПТИКА И ВОЛНОВАЯ МЕХАНИКА
В 1831 г. Вильям Гамильтон обнаружил аналогию между траекториями материальных частиц в потенциальных полях и траекториями световых лучей в средах с непрерывно изменяющимся показателем преломления. Благодаря своему математическому изяществу аналогия Гамильтона излагалась в течение почти ста лет в учебниках по динамике, но практически ее никто не применял до 1925 г., когда Буш впервые объяснил фокусирующее действие электрических и магнитных полей на электронные пучки, пользуясь оптической терминологией. Примерно в то же время Шредингер воспользовался аналогией Гамильтона для получения своего уравнения, позволившего перейти от геометрической оптики к волновой оптике частиц; при этом он использовал понятие длины волны частиц, впервые предложенное в 1923 г. де Бройлем.
Практическая электронная оптика начала бурно развиваться с 1928 г. В это время аналогия Гамильтона была уже широко известна и ее использование позволило изобрести целый ряд электроннооптичсских приборов (таких, как электронный микроскоп), являющихся аналогами оптических. Хотя математическая аналогия носит общий характер, оптическая и электронная техники различаются между собой. Такие электроннооптические приборы, как электроннолучевые трубки и системы с искривленной оптической осью, не имеют аналогов в обычной оптике. Мы будем рассматривать только такие проблемы электронной оптики, оптические аналоги которых подробно обсуждались в предыдущих главах книги, и поэтому получающиеся результаты после небольшой модификации почти полностью переходят в уже известные. Отметим, что это относится, в частности, к наиболее трудной для понимания главе электронной оптики, а именно к волновой теории аберраций линз.
1. Аналогия Гамильтона в элементарной форме.
Мы сначала покажем, что задачу определения траектории заряженной частицы можно свести к оптической задаче путем введения подходящего показателя преломления, изменяющегося от точки к точке.
Рассмотрим частицу с зарядом
и массой
и для простоты будем считать ее электроном, движущимся в постоянном электростатическом поле с потенциалом
. Из уравнения движения Ньютона имеем
где
— вектор импульса. Это уравнение справедливо для любых скоростей V, если ньютоновское определение импульса
заменить на эйнштейновское
где с — скорость света в вакууме.
Уравнение движения (1) удобно разбить на два; первое является уравнением траектории, а второе характеризует «временное расписание», согласно которому электрон движется вдоль траектории. Для этого напишем
где
-единичный вектор в направлении движения. Тогда
Из дифференциальной геометрии известно, что вектор
направлен вдоль главной нормали
а его абсолютная величина равна кривизне
траектории. Следовательно,
Отсюда и из уравнения (1) следует, что мгновенный центр кривизны лежит и плоскости, проходящей через касательную
к траектории и вектор электрического поля
Разлагая
по двум направлениям, имеем
Приравнивая первые члены в левой и правой частях (3), получим скалярное уравнение, которое можно назвать «временным расписанием», поскольку оно определяет положение элсктронн на траектории в зависимости от времени.
I [осле умножения на
его можно проинтегрировать, что дает
Это есть эйнштейновский интеграл энергии. Для медленно движущихся частиц
он переходит в ньютоновский интеграл
Ограничимся теперь для удобства рассмотрением электронов, для которых постоянные интегрирования одинаковы, т. е. обладающих одинаковой полной энергией. Этот случай соответствует электронам, вылетающим из определенной потенциальной поверхности
с нулевой скоростью. Во многих практических задачах такая поверхность совпадает с поверхностью катода. Полагая
т. е. считая поверхность
началом отсчета дотенциала V, интеграл энергии можно представить в виде
Комбинируя (2) и (4а), можно написать одно двойное уравнение
Тогда абсолютная величина импульса
этих частиц, выраженная через координаты
примет вид
Рассмотрим теперь вторую часть (3), т. е. компоненту, перпендикулярную к направлению движения,
Выражая
и V с помощью (2) и (6) через
получим простой закон
Уравнение (8) идентично уравнению (3.2.14) для кривизны лучей в среде с показателем преломления
если считать, что последний пропорционален
таким образом, мы получаем формальную аналогию между траекториями лучей и электронов.
Необходимо подчеркнуть, что абсолютная величина импульса
зависит только от координат лишь для электронов с фиксированной полной энергией; для электронов с различными энергиями значение
будет другой функцией, «пределяемой (6). Таким образом, показатель преломления зависит от энергии электронов. Это также имеет аналогию в обычной оптике, где показатель преломления среды зависит от длины волны света Позднее будет показано существование довольно глубокой аналогии, поскольку в обоих случаях показатель преломления оказывается функцией длины волны
Для медленных электронов значение
пропорционально скорости, а последняя в свою очередь пропорциональна
Использовавшиеся нами