Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
нпя. Обычно используются ннднкатрисы для излучения, поляризованного в плоскости рассеяния, проходящей через волновые векторы кик' падающего и рассеянного излучений, и поляризованного перпендикулярно этой плоскости.
Информацию о связи поляризаций и фаз падающей 8 рассеинной волн даёт матрица рассеяния. Применяются два типа матриц: один связывают векторные величины— амплитуды падающей и рассеянной волн, другие связывают тензорные величины — Стокса параметры или элементы квантовых матриц плотности падающего н рассеянного полей. Первые матрицы применяются для описания когерентного рассеяния, вторые — прн описании Р. с. частично когерентных световых потоков или потоков с меняющейся степенью когерентности. В случае изотропного Р. с. матрицы рассеяния зависят только от угла между кик' — угла рассеяния 0.
Анизотропное Р. с. характеризуется количественной мерой — коэф. деполяризации, к-рый равен Л —
= I Hi — отношению интенсивностей взаимно перпендикулярно поляризованных составляющих рассеянного первоначально неполяризованного падающего света (Z11 — составляющая рассеянного света, полярй-зованная вдоль направления падающего, a Ii — перпендикулярная к плоскости рассеяния).
Разнообразие и обилие факторов, определяющих характер Р. с., не позволяют единообразно и детально описать все случаи, поэтому условия идеализуют с разной степенью адекватности рассматриваемому случаю. Прежде всего различают Р. с. на отд. частицах и Р. с. в средах, т. к. для описання коллективной природы последнего необходимо использовать дополнит, статистнч. методы. При этом бывает существенным учёт взаимодействий между отд. рассеивающими частицами.
Рассеяние света отдельными микрочастицами. Р. с, свободным покоящимся электроном — процесс упругий с высокой точностью. Движущийся электрон рассеивает свет неупруго: изменение частоты, определяемое (1), зависит от угла рассеяния и скорости V электрона, к-рая при |©| «с полагается неизменной. В выражении для сдвига частоты
(4)
считается, что длины волновых векторов I к | = |к'| = = ы/с. Классич. теория объясняет эту передачу энергии и импульса при Р. с. Доплера эффектом. При
I г I «с с Р. с. на электроне изотропное и без дисперсии (томпсоновское рассеяние света), его сечеиие равно сJe = (8л/3)г* — 6,65- IO-25 см2, где г0= e2/mc'z — классич. радиус электрона. Индикатриса рассеяния (рис. 2) вперёд такая же, как и назад, ио различная для падающего излучении, поляризованного по-разному. При любой поляризации падающего излучения рассеянное под углом 90° излучение всегда линейно поляризовано (Д = 0).
Р. с. свободными или слабо связанными электронами (Комптона эффект) играет большую роль в астрофиз. плазме: оно определяет лучистое давление н процессы переноса в космич. объектах. Р. с. электронами металлов объясняет высокую отражат. способность поверхности металлов.
Р. с. отдельным атомом (связанным
электроном) отличается сильной дисперсией рассеяния. В классич. теории дисперсия объясняется зависимостью амплитуды вынужденных колебаний атомного осциллятора от частоты падающего излучения. Свя-
ванная о этим поляризуемость атомного осциллятора
a>*-J-ryce j, (5)
где / — сила осциллятора атомного перехода с резонансной частотой Qj0, а у — сиорость релаксации возбуждения этого перехода. Сечение Р. с. атомом определяется из выражения (2), в к-ром полагается р —
— аЕ0, и равно
о—jbne*, (6)
Дисперсия Р. с. иа атоме по-разному проявляется в разных диапазонах частот. В нерезонансной облас-їи, когда W0 » со, как в большинстве случаев для видимого света, о с/5 ш4 (закон Рэлеи). Эта зависимость играет гл. роль в эффектах окрашивания рассеянного света (начально белого).
Вблизи атомных линий, когда ю =* Qi0, Р. с. наз. резонансным. Макс. сечение в этом случае определяется величиной у, значение к-рой не может быть меньше скорости радиац. релаксации:
у=IfetOi /3тс3. (7)
о
В этом предельном случае сеченне Р. с. не зависит от / и определиется только длиной волны X0 — 2яс/(й0 и близж® к а A.J/2, что гигантски велико (~10-* см8 для видимого света) по сравнению с сечением нерезонансного рассеяния, имеющего порядок величины (Тв0)4/й)J* Из-за узости спектральной областн резонансного Р. с. одо различно для разных ширин спентра падающего излучения: если последняя уже ширины атомной линии,, то в рассеянном излучении повторяется спектр падающего; при обратных условиях спектр рассеянного излучения имеет форму атомной линии. Прн этом обнаруживаются некогерентность и инерция Р. с. Отмеченные спектральные особенности резонансного Р. с. объясняются острой селективностью взаимодействия света с атомом, связанной с длнт, затуханием возбуждения атомного осциллятора.
Р. с. на неподвижном атоме упругое и изотропное. Его индикатриса аналогична рассмотренной. Движение атомов вызывает неупругое Р. с. в соответствии с (4). Р. с. отд. атомами наблюдается в разреженных газах.
При Р. с. отдельными молекулами, в отдичие от Р. с. атомами, в спектре рассеяния появляются новые, соседние с несмещённой, линии. Неупругое Р. с. молекулами иаз. комбинационным рассеянием света (эффектом Рамана). Класснч. теория объясняет это рассеяние внутримолекулярным движением, модулирующим электронную поляризуемость молекул, что приводит к появлению спектральных сателлитов возбуждающей гармоники и вместе с этим меняет интенсивность рассеянного света. Интенсивность сателлитов определяется глубиной модуляции поляризуемости и обычно составляет 10-в и менее от интенсивности рэле-евской линии. Причём стоксовы компоненты рассеяния гораздо интенсивнее антистоксовых при темп-рах T <? k [(О — tx)'\/k. Смещение ЛИНИЙ Дй) = (О — (I)' определяется частотами внутримолекулярных нолеба-
