Òptica hamiltoniana

L'òptica hamiltoniana i l'òptica lagrangiana són dues formulacions d'òptica geomètrica que comparteixen gran part del formalisme matemàtic amb la mecànica hamiltoniana i la mecànica lagrangiana.

Principi de Hamilton

En física, el principi de Hamilton estableix que l'evolució d'un sistema $(q_1\left(\sigma \right),\dots ,q_N\left(\sigma \right))$ descrit per $N$ coordenades generalitzades entre dos estats especificats en dos paràmetres especificats σ _A i σ _B és un punt estacionari (un punt on la variació és zero) de la funcional d'acció, o $$\delta S=\delta \underset{{\sigma }_A}{\overset{{\sigma }_B}{\int }}L(q_1,\cdots ,q_N,{\dot{q}}_1,\cdots ,{\dot{q}}_N,\sigma )d\sigma =0$$ on ${\dot{q}}_k=d{q}_k/d\sigma$ i $L$ és el Lagrangià. Condició $\delta S=0$ és vàlid si i només si es compleixen les equacions d'Euler-Lagrange, és a dir, $$\frac{\partial L}{\partial q_k}-\frac{d}{d\sigma }\frac{\partial L}{\partial {\dot{q}}_k}=0$$ amb $k=1,\dots ,N$.

L'impuls es defineix com $$p_k=\frac{\partial L}{\partial {\dot{q}}_k}$$ i les equacions d'Euler-Lagrange es poden reescriure com a $${\dot{p}}_k=\frac{\partial L}{\partial q_k}$$ on ${\dot{p}}_k=d{p}_k/d\sigma$.

Un enfocament diferent per resoldre aquest problema consisteix a definir un hamiltonià (prenent una transformada de Legendre del lagrangià) com $$H=\sum _k{\dot{q}}_k{p}_k-L$$ per a la qual cosa es pot derivar un nou conjunt d'equacions diferencials observant com la diferencial total del Lagrangià depèn del paràmetre σ, posicions $q_i$ i els seus derivats ${\dot{q}}_i$ relatiu a σ. Aquesta derivació és la mateixa que en la mecànica hamiltoniana, només amb el temps t ara substituït per un paràmetre general σ. Aquestes equacions diferencials són les equacions de Hamilton $$\frac{\partial H}{\partial q_k}=-{\dot{p}}_k,\frac{\partial H}{\partial p_k}={\dot{q}}_k,\frac{\partial H}{\partial \sigma }=-\frac{\partial L}{\partial \sigma }.$$ amb $k=1,\dots ,N$. Les equacions de Hamilton són equacions diferencials de primer ordre, mentre que les equacions d'Euler-Lagrange són de segon ordre.

Òptica lagrangiana

Els resultats generals presentats anteriorment per al principi de Hamilton es poden aplicar a l'òptica. A l'espai euclidià 3D, les coordenades generalitzades són ara les coordenades de l'espai euclidià.

Principi de Fermat

El principi de Fermat estableix que la longitud òptica del camí seguit per la llum entre dos punts fixos, A i B, és un punt estacionari. Pot ser un màxim, un mínim, constant o un punt d'inflexió. En general, a mesura que viatja la llum, es mou en un medi d'índex de refracció variable que és un camp escalar de posició a l'espai, és a dir, $n=n(x_1,x_2,x_3)$ a l'espai euclidià 3D. Suposant ara que la llum viatja al llarg de l'eix x ₃, el camí d'un raig de llum es pot parametritzar com $s=(x_1\left(x_3\right),x_2\left(x_3\right),x_3)$ començant en un punt $𝐀=(x_1\left(x_{3A}\right),x_2\left(x_{3A}\right),x_{3A})$ i acaba en un punt $𝐁=(x_1\left(x_{3B}\right),x_2\left(x_{3B}\right),x_{3B})$. En aquest cas, en comparació amb el principi de Hamilton anterior, les coordenades $x_1$ i $x_2$ assumir el paper de les coordenades generalitzades $q_k$ mentre $x_3$ pren el paper de paràmetre $\sigma$, és a dir, el paràmetre σ = x ₃ i N =2.

En el context del càlcul de variacions això es pot escriure com $$\delta S=\delta \underset{𝐀}{\overset{𝐁}{\int }}nds=\delta \underset{x_{3A}}{\overset{x_{3B}}{\int }}n\frac{ds}{d{x}_3}d{x}_3=\delta \underset{x_{3A}}{\overset{x_{3B}}{\int }}L(x_1,x_2,{\dot{x}}_1,{\dot{x}}_2,x_3)d{x}_3=0$$ on Plantilla:Math és un desplaçament infinitesimal al llarg del raig donat per $ds=\sqrt{d{x}_1^2+d{x}_2^2+d{x}_3^2}$ i $$L=n\frac{ds}{d{x}_3}=n(x_1,x_2,x_3)\sqrt{1+{\dot{x}}_1^2+{\dot{x}}_2^2}$$ és el Lagrangià i òptic ${\dot{x}}_k=d{x}_k/d{x}_3$.

La longitud del camí òptic (OPL) es defineix com $$S=\underset{𝐀}{\overset{𝐁}{\int }}nds=\underset{𝐀}{\overset{𝐁}{\int }}Ld{x}_3$$ on n és l'índex de refracció local en funció de la posició al llarg del camí entre els punts A i B.

Aplicacions

Se suposa que la llum viatja al llarg de l'eix x ₃, segons el principi de Hamilton anterior, coordenades $x_1$ i $x_2$ assumir el paper de les coordenades generalitzades $q_k$ mentre $x_3$ pren el paper de paràmetre $\sigma$, és a dir, el paràmetre σ = x ₃ i N =2.

Refracció

Refracció i reflexió

Si el pla x ₁ x ₂ separa dos medis d'índex de refracció n _A per sota i n _B per sobre, l'índex de refracció ve donat per una funció de pas. $$n(x_3)=\{\begin{array}{cc}{n}_A& \text{if }{x}_3<0\\ n_B& \text{if }{x}_3>0\end{array}$$ i a partir de les equacions de Hamilton $$\frac{\partial H}{\partial x_k}=-\frac{\partial }{\partial x_k}\sqrt{n(x_3{)}^2-p_1^2-p_2^2}=0$$ i, per tant, ${\dot{p}}_k=0$ o $p_k=\text{Constant}$ per a Plantilla:Math .

Un raig de llum entrant té moment p _A abans de la refracció (per sota del pla x ₁ x ₂ ) i moment p _B després de la refracció (sobre el pla x ₁ x ₂ ). El raig de llum forma un angle θ _A amb l'eix x ₃ (la normal a la superfície de refracció) abans de la refracció i un angle θ _B amb l'eix x ₃ després de la refracció. Com que les components p ₁ i p ₂ del moment són constants, només p ₃ canvia de p _{3 A} a p _{3 B} .

Raigs i fronts d'ones

Raigs i fronts d'ones

A partir de la definició de la longitud del camí òptic $S=\int Ld{x}_3$$$\frac{\partial S}{\partial x_k}=\int \frac{\partial L}{\partial x_k}d{x}_3=\int \frac{d{p}_k}{d{x}_3}d{x}_3=p_k$$

amb k =1,2 on les equacions d'Euler-Lagrange $\partial L/\partial x_k=d{p}_k/d{x}_3$ amb k = 1,2 es van utilitzar. També, de l'última de les equacions de Hamilton $\partial H/\partial x_3=-\partial L/\partial x_3$ i des de $H=-p_3$ a dalt $$\frac{\partial S}{\partial x_3}=\int \frac{\partial L}{\partial x_3}d{x}_3=\int \frac{d{p}_3}{d{x}_3}d{x}_3=p_3$$ combinant les equacions per a les components de la quantitat de moviment p resulta $$𝐩=\mathrm{\nabla }S$$

Espai de fases

Espai de fase 2D

La figura "Espai de fase 2D" mostra a la part superior alguns raigs de llum en un espai bidimensional. Aquí x ₂ = 0 i p ₂ = 0, de manera que la llum viatja sobre el pla x ₁ x ₃ en direccions de valors creixents de x ₃ . En aquest cas $p_1^2+p_3^2=n^2$ i la direcció d'un raig de llum està completament especificada per la component p ₁ del moment $𝐩=(p_1,p_3)$ ja que p ₂ = 0. Si es dóna p ₁, es pot calcular p ₃ (donat el valor de l'índex de refracció n ) i, per tant, p ₁ és suficient per determinar la direcció del raig de llum. L'índex de refracció del medi pel qual viatja el raig ve determinat $\Vert 𝐩\Vert =n$ .