Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
ЕИЙ.
Др. отличие молекулярного Р. с. от атомного связано с анизотропией поляризуемости молекул. Из-за этого и вследствие произвольной ориентации свободных молекул в пространстве свет при рассеянии деполяризуется, а вращение молекул вызывает модуляцию угл. распределения интенсивности рассеяния, что, как и молекулярные колебания, формирует спектр неупругого Р. с. вблизи рэлеевской линии, т. н. её крыло шириной Ды/2лс = 100-^-150 см'1 при комнатных темп-рах.
При Р. с. отдельными адсорбированными атомами и молекулами пояй^
ляютси особенности, связанные с влиянием конденси-ров. среды на действующее на- молекулу поле излучения я с возможностью переноса заряда прн его разл. характере движений между молекулой и средой. Этим, в частности, вызывается сильное увеличение относит, интенсивности комбинационного Р. с. (см. Гигантское комбинационное рассеяние света).
Р. с. отдельными макроскопически малыми частицами с произвольными относительно А, размерами порождает широкий класс явлений: радуги, гало, ореолы, расцвечивание дисперсных сред и др. Этот тип Р. с., называемый Тиндаля эффектом, описывается полностью в рамках классич. теории, часто с использованием приближённых методов теории дифракции света.
Если поле падающего излучения мало искажается рассеянием, то описание рассеяния относительно просто. Эти случаи возможны, когда диэлектрич. проницаемости е рассеивающих частиц и окружающей среды близки и частицы не слишком велики лнбо когда-частицы малы по сравнению с Я,. В первом случае поле рассеянного света рассчитывается суммированием полей элементарных диполей с учётом (3) и их интерференции.
Этот метод даёт качественно правильные результаты, в частности в расчётах Р, с.. большими молекулами, звенья цепи к-рых рассматривают как элементарные диполи.
Если размер частицы < VlOV^|е|, то она рассеивает как электрич. диполь, наведённый момент к-рого р — где a — тензор поляризуемости, пропорциональный объёму частицы, а зависимость а от є вещества частицы определяете и её формой. Так, для сферич. частнц из оптически изотропного материала с радиусом а < XtlQiyrZ сечение Р. с. даётся формулой Рэлея:
а=(4я/3)2|р[2аво>4/с4, (8)
где P = 3(е — 1)/4я(е 4* 2). Существенно, что частотная зависимость Р. с. в этом случае определяется двумя величинами — ш4 и р(ш). Это Р. с. имеет рассмотренную выше индикатрису.
Если радиус а частицы велик п при этом X » а >.
то падающее излучение индуцкрует мульти-польиые моменты и дипольное приближение становится неприменимым. В предельном случае X » а » XlYT*~\ (напр., прн рассеянии ИК-излучения на металлич. частицах) индуцированные электрич. и магн. диполи одинаковы по величине. В этом случае сеченне
а=10яав(о4/3й4 (9)
качественно подобно рэлеевскому (8), но индикатриса, этого Р. с. иная: свет рассеивается в осн. назад, а интенсивность света, рассеянного вперёд, составляет от, него только 1Z9.
Описание Р. с. малыми частицами произвольных форм, размеров и диэлектрич. свойств математически тРУДН0. Однако характерные закономерности рассе-
яния были установлены численно из строгой теории Р. с. ка шаровых частицах — т. н. т е о р п и M н.
В этой теории два параметра: приведённый радиус частицы ка = о а/с и — п — комплексный показатель преломления среды частицы. При ка « 1 и небольшом различии показателей преломления среды частицы и окружения рассеяние описываетси ф-лами (2) и (8). Сечение имеет иеск. макенмумов в зависимости от радиуса. При ка > 1 сечение немонотонно зависит от ка (рис. 3), при этом величины максимумов о зависят от п. Когда п ~ 1, первый максимум появляется при ка = 2/(п — 1) и может достигать а = 4яа*. Для полностью «отражающих* частиц (| п \ —> со) первое макс. значение а = 2,3 па2 появляется при ка — 1,2.
В случае, когда ка < 1, но пка » 1, максимумы 279
РАССЕЯНИЕ
РАССЕЯНИЕ
о появляются прн пка = Jn (где j — целое число ни — вещественно) н достигают значений а = бяа® (резонансы Ми).
Рис. 3. Зависимость полного сечения рассеяния от радиуса а шаровой частицы и длины волны падающего света (к = =2п/\) для вещества с п= — 1,33 (вода) (а) и п = = 1,5 (б).
- Cxv _/\в
Г I ..1 1 1 1 L , , ,ка
10 14
IS
С ростом ка при произвольных п варнацнн ст уменьшаются и а —> 2лаа. Это отличие предельного а от площади геом. тенн яа2 объясняется дифракцией, нз-за к-рой на больших расстояниях от частицы граница тенн широко размыта.
Индикатриса рассеяния по мере роста ка становится не симметричной (рнс. 4), а вытягивается вперёд. Немонотонность угл. распределения прн ка > 1 появляется, начиная с ка > я. Угл. распределение быстро и остро меняется по направленням и в зависимости отій (ннднкатрисный эффект Ми). Так же резко меняется поляризация рассеянного света.
280
Рис. *. Индикатрисы рассеяния линейно поляризованного света диэлектрическим шаром с п = 1,25 при Jca = 1,6 (о) я Ja = 8 (б). Сплошные линии соответствуют поляризации, перпендикулярной плоскости рассеяния, пунктирная — поляризации в плоскости рассеяния.
При ка » 1 Р. с. диэлектрич. частицами удовлетворительно описываются геом. оптикой с учётом интерференции лучей, падающих и последовательно отражённых и преломлённых на границах частиц. Так, без тонкой структуры (напр., «ряби» на рис. 3) описываются радуги разл. порядков, ореолы и др. явления. Эффекты окрашивания рассеянного света (изначально падающего — белого) объясняются при этом особенностями зависимости угл. распределения. Тонкая структура объясняется эффектами краевой дифракции, в частности «рябь» — интерференцией между волной, дифрагирующей на краю, и поверхностной волной, огибающей частн-ЦУ-
