hrw34

li v minulém případě (rov.(34.11)),
−
∂B
∂x
= µ
0
ε
0
∂E
∂t
. (34.18)
Znaménko minus je zde opět nutné, protože zatímco B
v bodě P na obr.34.7 v závislosti na x roste, E s časem
klesá.
Dosadíme-li rov.(34.1) a (34.2) do rov.(34.18), dosta-
neme
−kB
m
cos(kx −ωt) =−µ
0
ε
0
ωE
m
cos(kx −ωt),
což můžeme psát jako
E
m
B
m
=
1
µ
0
ε
0
(ω/k)
=
1
µ
0
ε
0
c
. (34.19)
Kombinací rov.(34.13) a (34.19) dospějeme ke vztahu
c =
1
√
µ
0
ε
0
(vlnová rychlost), (34.20)
což je přesně rov.(34.3).
K
ONTROLA 1: V části 1 obrázku je znázorněno mag-
netické pole s indukcí B procházející obdélníkem na
obr.34.6,alevjinémčasovémokamžiku.VektorBleží
v rovině xz, rovnoběžně s osou z a jeho velikost roste.
(a) Doplňte část (1) nakreslením indukovaného elek-
trickéhopole,vyznačenímsměrůarelativníchvelikostí
(podobně jako v obr.34.6).(b) Pro tentýž okamžik do-
plňte část (2) obrázku nakreslením elektrického pole
elektromagnetickévlny.Nakresleteiindukovanámag-
netická pole s vyznačením jejich směru a relativní ve-
likosti (jako v obr.34.7).
(1) (2)
x
y
z
x
y
z
B
34.4 PŘENOS ENERGIE
A POYNTINGŮV VEKTOR
Všichni,kdosesluní,vědí,žeelektromagnetickávlnamůže
přenášetenergiiapředávatjitělesu,nakterédopadá.Rych-
lost přenosu energie na jednotku plochy takovou vlnou je
popsána vektorem S,jenžsenazýváPoyntingůvvektor
podle Johna Henryho Poyntinga (1852–1914), který jako
první diskutoval jeho vlastnosti.* Vektor S je definován
jako
S =
1
µ
0
E×B (Poyntingův vektor) (34.21)
amávsoustavěSIrozměrwattnačtverečnýmetr(W/m
2
).
Směr Poyntingova vektoru S elektromagnetické vlny
udává v každém bodě směr přenosu energie. Ten v ho-
mogenním prostředí udává i směr šíření vlny.
Protože E a B jsou v elektromagnetickévlně navzájem
kolmé,jevelikostE×Brovna EB.VelikostvektoruS pak
je
S =
1
µ
0
EB, (34.22)
* Aždokoncečlánku34.4avPřehledu&shrnutívodst.„Tokenergie“
používáme symbolu S,resp.S, S v tomto smyslu a nikoli, jako jinde,
pro označení obsahu plochy.
896 KAPITOLA 34 ELEKTROMAGNETICKÉ VLNY
kde S, E a B jsou okamžité hodnoty. Veličiny E a B jsou
navzájem tak těsně spojeny, že stačí pracovat pouze s jed-
nou z nich.Zvolíme E hlavněproto,ževětšinapřístrojů na
měření elektromagnetického pole pracuje spíše s elektric-
kou složkou vlny než s její složkou magnetickou. Užijeme
tedy vztah B = E/c z rov.(34.5) a přepíšeme rov.(34.22)
jako
S =
1
cµ
0
E
2
(okamžitý tok energie). (34.23)
Dosadíme-li E = E
m
sin(kx − ωt) do rov.(34.23),
dostaneme vztah pro přenos energie v závislosti na čase.
Pro praxi je však užitečnější střední energie přenesená za
určitoudobu.MusímetedynajítčasovoustředníhodnotuS;
značíme ji S a nazýváme též intenzita I vlny.Jetedy
I = S =
1
cµ
0
E
2
m
sin
2
(kx −ωt), (34.24)
kdepruhynadjednotlivýmivýrazyznamenajíjejichstřední
hodnotu. Střední hodnota sin
2
θ je rovna 1/2 (obr.33.14).
Definujeme proto novou veličinu E
ef
— efektivní hodnotu
E
ef
=
E
m
√
2
. (34.25)
Rov. (34.24) pak můžeme přepsat jako
I =
1
cµ
0
E
2
ef
. (34.26)
Protože E = cB a c je velmi velké číslo, zdálo by se, že
energie spojená s elektrickým polem je mnohem větší než
energiespojenásmagnetickýmpolem.Tentozávěrbyvšak
byl nesprávný: obě energie jsou přesně stejné. Abychom
to dokázali, dosadíme do rov.(26.23), která určuje hustotu
energie elektrického pole w
el
=
1
2
ε
0
E
2
, cB za E.Pak
w
el
=
1
2
ε
0
E
2
=
1
2
ε
0
(cB)
2
.
Jestliže nyní dosadíme za c z rov.(34.3), dostaneme
w
el
=
1
2
ε
0
1
µ
0
ε
0
B
2
=
B
2
2µ
0
.
Ale rov.(31.56) nám říká, že B
2
/2µ
0
je hustota energie
w
mg
magnetického pole. Vidíme tedy, že w
el
= w
mg
.
Změna intenzity záření se vzdáleností
Intenzita elektromagnetického záření závisí na vzdálenosti
od zdroje často velmi složitě — zejména když zdroj (jako
např.reflektornascéně)soustředquoterightujezářenídourčitéhosmě-
ru. V některých případech však můžeme předpokládat, že
zdroj je bodový a vyzařuje světlo izotropně, tj. vysílá stej-
nou intenzitu do všech směrů. Kulové vlnoplochy šířící se
z takového izotropního bodového zdroje S jsou v určitém
okamžiku v řezu zachyceny na obr.34.8.
S
r
Obr.34.8 BodovýzdrojSvysíláelektromagnetickévlnyrovno-
měrnědovšechsměrů.Kulovévlnoplochyprocházejímyšlenou
koulí o poloměru r se středem ve zdroji S.
Předpokládejme, že zdroj září stále stejně silně a že
energie vln se během šíření zachovává. Sestrojme kouli se
středem ve zdroji S a s poloměrem r, jako je na obr.34.8.
Všechna energie vysílaná zdrojem musí projít touto koulí.
Energie prošlá za jednotku času povrchem této koule musí
tedy být rovna energii vyslané za stejnou dobu zdrojem,
tj. výkonu zdroje P
s
. Intenzita na povrchu koule tedy musí
být
I =
P
s
4D4r
2
, (34.27)
kde 4D4r
2
je povrch koule. Rov.(34.27) nám říká, že in-
tenzita elektromagnetického záření vysílaného izotropním
bodovým zdrojem klesá s druhou mocninou vzdálenosti r
od zdroje.
K
ONTROLA 2: Obrázek udává elektrické pole elektro-
magnetické vlny v určitém bodě a určitém okamžiku.
Vlna přenáší energii ve směru záporné osy z.Jakýje
směr magnetického pole vlny v tomtéž místě a oka-
mžiku?
x
y
z
E
PŘÍKLAD 34.1
Pozorovateljevzdálen1,8modbodovéhozdrojesvětlasvý-
konem P
s
= 250W. Vypočtěte efektivní hodnoty elektric-
kého a magnetického pole v místě pozorovatele.
34.5 TLAK ZÁŘENÍ 897
ŘEŠENÍ: Zkombinujemerov.(34.27)a(34.26),cožnámdá
I =
P
s
4D4r
2
=
1
cµ
0
E
2
ef
,
kde 4D4r
2
je povrch koule s poloměrem r a středem ve zdroji.
Efektivní hodnota elektrického pole je
E
ef
=
radicalbigg
P
s
cµ
0
4D4r
2
=
=
radicalBigg
(250W)(3,00·10
8
m·s
−1
)(4D4·10
−7
H·m
−1
)
4D4(1,8m)
2
=
= 48,1V·m
−1
.
= 48V·m
−1
. (Odpovědquoteright)
Efektivní hodnota magnetického pole vyplývá z rov.(34.5)
aje
B
ef
=
E
ef
c
=
(48,1V·m
−1
)
(3,00·10
8
m·s
−1
)
=
= 1,6·10
−7
T. (Odpovědquoteright)
Všimněte si, že hodnota E
ef
= 48V·m
−1
je značná v porov-
nání s běžnými laboratorními podmínkami, zatímco B
ef
=
= 1,6·10
−7
T je dosti malá. Tato okolnost nám pomůže vy-
světlit, proč přístroje užívané pro detekci a měření elektro-
magnetických vln jsou většinou konstruovány tak, že reagují
na elektrickou složku vlny. Bylo by ovšem chybou říci, že
elektrická složka elektromagnetické vlny je „silnější“ než
magnetická. Nelze srovnávat veličiny, které se měří různými
jednotkami. Jak jsme viděli, jsou si během šíření elektro-
magnetickévlnyjejíelektrickáamagnetickásložkanaprosto
ekvivalentní a jejich energie, které mohou být srovnávány,
jsou si přesně rovny.
34.5 TLAK ZÁŘENÍ
Elektromagnetické vlny mají hybnost i energii. To zname-
ná, že mohou vykonávat tlak — tlak záření — na objekt,
na který dopadají. Tento tlak bude ovšem velmi malý, pro-
tože např. necítíte, když vás ozáří záblesk používaný při
fotografování.
Abychom našli výraz pro tento tlak, nechme dopadat
svazek elektromagnetického záření — např. světla — na
předmět po dobu Delta1t. Dále předpokládejme, že předmět se
může volně pohybovat a že dopadající záření úplně po-
hltí. To znamená, že za dobu Delta1t získá předmět od záření
energii Delta1U. Maxwell ukázal, že předmět získá i hybnost.
Velikostzměnyhybnosti Delta1p je sezměnouenergiesvázána
vztahem
Delta1p =
Delta1U
c
(úplné pohlcení), (34.28)
kde c je rychlost světla.Směr změny hybnosti tělesaje dán
směrem dopadajícího světla, které těleso pohltilo.
Záření ovšem může být tělesem i odraženo, tj. může
být opět vysláno z předmětu v jiném směru. Pokud záření
dopadlo kolmo a bylo úplně odraženo zpět, bude velikost
změny hybnosti dvojnásobná než v minulém případě, tj.
Delta1p =
2Delta1U
c
(úplný zpětný odraz). (34.29)
Podobně když se od rakety kolmo odrazí dokonale pružný
tenisový míček, změní raketa svou hybnost dvakrát více,
než kdyby na ni dopadla hrudka nepružné formely stejné
hmotnostiarychlosti.Jestližedopadajícízářeníječástečně
pohlceno a částečně odraženo, leží změna hybnosti mezi
Delta1U/c a2Delta1U/c.
ZdruhéhoNewtonovazákonavíme,žezměnuhybnosti
dosáhneme působením síly o velikosti
F =
Delta1p
Delta1t
. (34.30)
Abychomnašlivýrazprosílu,kteroupůsobízářenívzávis-
losti na své intenzitě I, předpokládejme, že záření dopadá
naplochuoobsahuS kolmokesměrušířenízáření.Během
časovéhointervaluDelta1t budeenergiepřijatátoutoplochouS
rovna
Delta1U = ISDelta1t. (34.31)
Pokudjeenergieúplněpohlcena,pakrov.(34.28)námřek-
ne, že Delta1p = ISDelta1t/c, a podle rov.(34.30) je velikost síly
působící na plochu S
F =
IS
c
(úplné pohlcení). (34.32)
Podobně, jestliže je záření úplně odraženo přesně do opač-
ného směru, je podle rov.(34.29), (34.30) a (34.31)
F =
2IS
c
(úplný odraz do opačného směru). (34.33)
Pokudjezářenípohlcenočástečně,ležívelikostsíly,kterou
působí záření na plochu o obsahu S, mezi IS/ca2IS/c.
Síla působící na jednotku plochy objektu, na který zá-
ření dopadá, je tlak záření neboli radiační tlak p
r
.Vy-
dělíme-li v rov.(34.32) a (34.33) obě strany obsahem S,
dostaneme
p
r
=
I
c
(úplné pohlcení) (34.34)
a
p
r
=
2I
c
(úplný odraz do opačného směru). (34.35)
898 KAPITOLA 34 ELEKTROMAGNETICKÉ VLNY
kulička
dno
nádobky
skleněná
deska
laserový
svazek
hranol
v držáku
Původně vodorovný paprsek zeleného světla laseru je pomocí
hranolu nasměrován nahoru do evakuované průhledné nádobky
na kuličku o průměru 20D1m. Kulička světlo rozptýlí; přitom
vznikne hvězdicovitý obraz viditelný nahoře na fotografii. Než
byllaserzapnut,bylakuličkanadněnádobky.Tlakzářeníjivšak
zvedl asi o 1cm.
Je třeba dát pozor a nezaměnit symboly p
r
pro tlak záření
a p pro hybnost.
Vývojlaserovétechnologiedovolildosáhnouttlakyzá-
ření mnohem větší než např. ty dosažitelné fotografickým
bleskem. To souvisí s možností soustředit svazek lasero-
vého světla — na rozdíl od světla z vlákna žárovky — na
velmi malou plošku s průměrem pouze několika vlnových
délek. To pak umožňuje předání velmi velké energie ma-
lým objektům, na které světlo dopadne. Ostře fokusované
paprsky lze dokonce použít jako „laserovoupinzetu“.
K
ONTROLA 3: Světlo s rovnoměrně rozloženou inten-
zitou svítí kolmo na úplně pohlcující povrch. Když se
plocha tohoto povrchu zmenší, bude (a) tlak záření,
(b) radiační síla působící na povrch větší, menší, nebo
stejná?
PŘÍKLAD 34.2
Prach uvolněný z komety nepokračuje po její dráze, protože
ho sluneční záření odpuzuje radiálně od Slunce. Předpoklá-
dejme,žečástice prachuje kulová opoloměru R,máhustotu
rho1 = 3,5·10
3
kg·m
−3
a pohlcuje úplně světlo, které na ni
dopadá. Pro jaký poloměr R právě vyváží gravitační síla F
g
,
kterou působí na částici Slunce, radiační sílu F
r
slunečního
záření?
ŘEŠENÍ: Zrov.(34.27) plyne,žeintenzita slunečního svět-
la,dopadajícího naprachovou částici (nebocokoli jiného) ve
vzdálenosti r od Slunce, je rovna
I =
P
S
4D4r
2
, (34.36)
kde 4D4r
2
je povrch koule o poloměru r vystavený sluneč-
nímu záření a P
S
= 3,9·10
26
W je střední výkon vyzařovaný
Sluncem. Z rov.(34.32) máme
F
r
=
IS
c
=
ID4R
2
c
, (34.37)
kde plocha S, která pohlcuje sluneční záření, je průřez koule
o obsahu D4R
2
(tedy nikoli polovina jejího povrchu). Dosaze-
ním rov.(34.36) do (34.37) dostaneme
F
r
=
P
S
R
2
4cr
2
. (34.38)
Rov. (14.1) udává velikost gravitační síly F
g
působící na
částici
F
g
=
GM
S
m
r
2
=
4GM
S
rho1D4R
3
3r
2
, (34.39)
kde M
S
= 1,99·10
30
kg je hmotnost Slunce. Hmotnost čás-
tice m jsme vyjádřili jako rho1
4
3
D4R
3
. Položíme-li F
r
= F
g
,
najdeme R:
R =
3P
S
16D4crho1GM
S
.
Jmenovatel je
16 D4(3·10
8
m·s
−1
)(3,5·10
3
kg·m
−3
)·
·(6,67·10
−11
N·m
2
·kg
−2
)(1,99·10
30
kg) =
= 7,0·10
33
N·s
−1
.
Pak dostaneme
R =
3(3,9·10
26
W)
(7,0·10
33
N·s
−1
)
= 1,7·10
−7
m. (Odpovědquoteright)
34.6 POLARIZACE 899
Všimněte si, že výsledek je nezávislý na vzdálenosti částice
od Slunce.
Prachové částice s poloměrem R
.
= 1,7·10
−7
m se pohy-
bují přibližně po přímce b na obr.34.9. Srovnání rov.(34.38)
a(34.39)ukazuje,žeprovětšíhodnotyR převažujegravitační
síla nad tlakem záření, protože F
g
roste s R
3
, zatímco F
r
jen
sR
2
.Částicetedysledujídráhu,kterájezakřivenasměremke
Sluncijakodráhaoznačenácnaobr.34.9.Podobněpromenší
hodnoty R převažujeúčinektlakuzářeníadráhajezakřivena
směrem od Slunce jako dráha a na obrázku. Složením těchto
drah vzniká chvost komety.
dráha prachové
částice a
dráha b
dráha c
prachový ohon
Slunce
kometa
iontový ohon
dráha
komety
1
2
3
4
5
6
Obr.34.9 Příklad34.2.Kometajevpoloze6.Prach,kterýjiopustil
v pěti předchozích pozicích, byl odpuzován tlakem slunečního zá-
ření, sledoval čárkované trajektorie a vytvořil zakřivený prachový
ohon komety.
34.6 POLARIZACE
Televizníantényprovelmivysokéfrekvence(velmikrátké
vlny VKV, angl. very high frequency VHF) jsou v An-
glii orientovány svisle, v USA vodorovně. Rozdíl je dán
směrem kmitů elektromagnetických vln, které nesou TV
signál. V Anglii je vysílací zařízení uzpůsobeno tak, že
vysílá vlny polarizované svisle, a že tedy jejich elektrická
složka kmitá svisle. Televizní anténa proto musí být také
orientovánasvisle,abypodélnívznikalpřidopadutelevizní
vlny proud. V USA jsou vlny polarizovány vodorovně.
Obr.34.10a ukazuje elektromagnetickou vlnu, jejíž
elektrická složka kmitá rovnoběžně se svislou osou y.
Rovina, v níž kmitá vektor elektrické intenzity E,sena-
zývá rovina kmitů (říkáme, že vlna je lineárně polarizo-
vanáve směru y).Polarizaci můžemeukázat,když znázor-
níme elektrické oscilace v „čelním“ pohledu, jako je to na
obr.34.10b.
(a)(b)
rovina kmitů
x
y
z
y
z
c
B
E
E
E
Obr.34.10 (a) Rovina kmitů polarizované elektromagnetické
vlny. (b) Lepší znázornění polarizace dává pohled „zepředu“
s vyznačením amplitudy elektrického pole.
Polarizované světlo
Elektromagnetické vlny vysílané televizní stanicí mají
všechny tutéž polarizaci, ale elektromagnetické vlny vysí-
lané běžným zdrojem světla (jako je Slunce nebo žárovka)
jsoupolarizoványnáhodněnebolinepolarizovány.Tozna-
mená,žeelektricképole jev libovolnémmístě vždykolmé
ke směru šíření vlny, ale mění nahodile svůj směr. Kdyby-
chomnyníznázorniličelnípohlednaoscilaceběhemnějaké
doby, nedostali bychom tak jednoduchý obrázek jako na
obr.34.10b, ale něco podobného obr.34.11a.
(a)
(b)
y
z
E
Obr.34.11 (a) Nepolarizované světlo se skládá z vln s náhod-
nými směry vektorů elektrické intenzity. Vlny se šíří tímtéž
směrem, zde k nám, a mají tutéž amplitudu E. (b) Jiný způ-
sob reprezentace nepolarizovaného světla: světlo je superpozicí
dvou polarizovaných vln, jejichž směry polarizace jsou k sobě
kolmé.
V principu můžeme zjednodušit tento složitý obrázek
tím,žekaždývektorEnaobr.34.11arozložímenasložkyy
a z a potomnajdemevýslednésložkypodélobou oszvláštquoteright,
jak to vidíme na obr.34.11b. Tak vlastně schematicky za-
měníme nepolarizované světlo za superpozici dvou polari-
zovaných vln, jejichž roviny kmitů jsou navzájem kolmé.
Výsledek je na obr.34.11b (dvě šipky na každé ose), což
900 KAPITOLA 34 ELEKTROMAGNETICKÉ VLNY
je zjednodušené znázornění nepolarizovaného světla. Po-
dobně můžeme znázornit světlo, které je částečně polari-
zované (oscilace nejsou co do směrů ani úplně nahodilé
jako na obr.34.11a, ani nejsou rovnoběžné s jednou osou
jako na obr.34.10b). V tom případě je pak jedna šipka
(dvojice šipek) delší než druhá.
Nepolarizované světlo můžeme polarizovat např. prů-
chodemvhodnýmikrystalynebospeciálnímpolarizátorem
(polarizační destičkou), jak je to ukázáno na obr.34.12.
Takové polarizátory,komerčněnazývanépolaroidyneboli
polarizačnífiltry,vynalezlvr.1932EdwinLand,kdyžbyl
ještě studentem. Skládají se z určitých dlouhých molekul
rozptýlených v umělé hmotě. Když se vrstva vyrábí, na-
táhneseatímsemolekulyuspořádajídorovnoběžnýchřad
jako řádky na zoraném poli. Když světlo prochází destič-
kou, elektrická složka s jedním směrem prochází vrstvou,
zatímcosložkakolmáktomutosměrujepohlcenamoleku-
lami a zanikne.
Nebudeme se zabývat těmito molekulami, ale připí-
šemedestičcesměrpolarizace,podélkteréhobudeprochá-
zet složka intenzity elektrického pole:
Složka intenzity elektrického pole rovnoběžná se smě-
rem polarizace prochází polarizační destičkou, složka
k ní kolmá je pohlcena.
A tak světlo vycházející z destičky bude mít pouze složku
rovnoběžnou se směrem polarizace destičky, bude tedy
v tomto směru polarizováno. V obr.34.12 destička pro-
pouští svislé složky, složky vodorovné pohlcuje. Vystupu-
jící světlo je tedy polarizováno svisle.
dopadající světelný paprsek
nepolarizované světlo
polarizační destička
vertikálně polarizované světlo
Obr.34.12 Nepolarizované světlo se polarizuje, když prochází
polarizační destičkou. Směr jeho polarizace je pak rovnoběžný
se směrem polarizace destičky, která je zde naznačena svislými
čárami na destičce.
Všimneme si nyní intenzity prošlého světla. Začneme
u světla nepolarizovaného. Kmity jeho elektrického pole
rozdělíme na složku y a z podle obr.34.11b tak,že osa y je
rovnoběžnásesměrempolarizacedestičky.Pakjensložkyy
projdou destičkou, složky z jsou pohlceny. Jak je patrno
z obr.34.11b, je při chaotické orientaci příspěvek složek
y i z stejný. Když je složka y pohlcena, ztrácí se polovina
intenzityI
0
původníhosvětla.IntenzitaI vystupujícíhopo-
larizovaného světla je tedy
I =
1
2
I
0
. (34.40)
Nazvěme to pravidlem jedné poloviny. Můžeme ho užít
jen tehdy, když je dopadající světlo nepolarizované.
Předpokládejme nyní, že světlo dopadající na polari-
začnídestičku je již polarizované(obr.34.13 ukazujepola-
rizační destičku ležící v rovině stránky), a uvažujme elek-
trické pole vlny polarizovaného světla. Jeho intenzitu E
y
z
θ
E
E
y
E
z
Obr.34.13 Polarizované světlo dopadající na polarizační des-
tičku. Elektrické pole E světla můžeme rozložit do dvou slo-
žekE
y
(rovnoběžnésesměrempolarizacedestičky)aE
z
(kolmé
k tomuto směru). Složka E
y
projde destičkou, složka E
z
bude
absorbována.
můžeme rozložit na dvě složky vzhledem ke směru polari-
zace: rovnoběžná složka E
y
destičkou projde a kolmá E
z
bude pohlcena. Když označíme θ úhel mezi E asměrem
polarizace, bude prošlá složka
E
y
= E cosθ. (34.41)
Připomeňme, že intenzita elektromagnetické vlny (tedy
i světelné vlny) je úměrná dvojmoci amplitudy elektrické
složky(rov.(34.26)).Vnašempřípadějetedyintenzitavy-
cházejícívlnyúměrná E
2
y
aintenzitaI
0
původnídopadající
vlny je úměrná E
2
. Podle rov.(34.41) tedy můžeme psát
I/I
0
= cos
2
θ neboli
I = I
0
cos
2
θ. (34.42)
Nazvěme to pravidlem kosinu na druhou. Toto pravi-
dlo můžeme užít pouze tehdy, je-li světlo dopadající na
polarizační destičku již polarizováno. Intenzita I prošlého
světla je maximální a rovná intenzitě I
0
dopadajícího svět-
la, když směr polarizace dopadající vlny je rovnoběžný se
34.6 POLARIZACE 901
směrem polarizace destičky (tj. když θ v rov.(34.42) je 0
◦
nebo 180
◦
). Intenzita I je rovna nule,když dopadající vlna
jepolarizovánakolmokroviněpolarizacedestičky(tj.když
θ =±90
◦
).
směr
polarizace
P
1
P
2
Obr.34.14 SvětloprošlépolarizačnídestičkouP
1
jesvisle(ver-
tikálně) polarizováno, jak je naznačeno svislou šipkou. Kolik
z tohoto světla projde polarizační destičkou P
2
, bude záležet
na úhlu mezi směrem polarizace světla a směrem polarizace P
2
(znázorněným čárkovanou čárou).
Obr.34.14 ukazuje uspořádání, v němž původně ne-
polarizované světlo prochází dvěma polarizačními destič-
kamiP
1
aP
2
.(Prvnídestičkučastooznačujemejakopolari-
zátoradruhoujakoanalyzátor.)ProtožesměrpolarizaceP
1
je svislý, je světlo procház