1612045808-897604033167dc1177d2605a042c8fec (533738), страница 25
Текст из файла (страница 25)
главный вклад в н(0) обусловлен ионной полярнзуемостью. Замечательно, что найденное таким образом нз оптических нзмереннй в видимой области статическое значение в вполне удовлетворительно согласуется с измерениями диэлектрической проницаемости конных крнсталлов электрнческнмн методами. Некоторые ионные кристаллы, в целом прозрачные в видимой области, имеют характЕрную окраску. Такая оираска говорит о наличии сравнительно узких палас поглощения в видимой области. Этн полосы обусловлены наличием примесных ионов и других точечных дефектов. Например, окрашенный в розовый цвет рубин представляет собой кристалл «ерунда А!зОз, в котором некоторые ионы' алюминия А)з+ замешены ионами хрома Сгз+.
Окраска рубина связана с полосами поглощения примесного иона (чистый корунд бесцветен). Ионные кристаллы с подходящими примесями используются как материал для активной среды твердотельных лазеров. В щелочно-галоидных кристаллах типа Хап1 полосы поглощения возникают при наличии вакансий. Нагревание кристалла Нап) в атмосфере паров натрия приводит к некоторому избытку ионов натрия н обусловливает образование вакантных узлов в подрешетке хлора.
Нри быстром охлаждении кристалла !«закаливании») вакансии оказываются чзамороженнымим На место отсутствующего отрицательного иона хлора для компенсации заряда может быть захвачен злектрон. Образуется Г-центр. Собственная частота электрона в 6-центре приходятся на видимую обласп, спектра. В результате кристалл Хап) окрашивается в желтовато-коричневый, а КС) — в голубой цвет. !!ентры окраски в щелочно-галоидных кристаллах могут быть созданы также облучением образца рентгеновскими или гамма-лучамн. р елаксационная. (оряентацнонная) дисперсия проявляется в средах с полярными молекулами — жидкостях н растворах.
Полярные молекулы обладают собственным постоянным днпольным моментом, обусловленным неснммегрнчным распределением электрических зарядов внутри молекулы. Прн отсутствии внешнего поля полярнзованность Р среды равна нулю, так как днпольные моменты молекул ориентируются хаотически. Прн наложении электрического поля на каждую молекулу действует пара снл, поворачивая днпольный момент молекулы вдоль по полю. Тепловое движение препятствует этой ориентации. В среднем получается пренмущественное направление моментов по полю, н полярнзованность будет отлична от нуля, а прн слабых полях — пропорциональна напряженности поля.
Ясно, что рассматриваемый механизм поляризации дает сильную зависимость днэлекгрнческой восприимчивости (н проницаемости) от температуры, выражающуюся в уменьшении т н е с ростом температуры. В переменном электрическом поле частотой ю орнентацнонная полярнзованность будет изменяться с той же частотой. Пока период изменения напряженности поля 7=2п/ю много больше врелгеии релаксации т (т. е.
времени установления равновесия), значение в(ш) такое же, как н в постоянном поле. Но прн увеличении частоты, когда Т приближается к т, полное установление среднего днпольного момента не успевает произойти. Тогда е (ю) будет меньше своего статического значения. Поэтому в области частот ю-1/т возникает зависимость диэлектрической проницаемости от частоты„т.
е. дисперсия. Нрн этом обязательно будет н абсорбция. так как такие процессы необратимы: поворот днпольных моментов молекул происходит с трением н сопровождается днсснпацней энергии поля, т. е. выделением теплоты. Времена релаксации для процессов ориентации днполей нзменяются в широких пределах н сильно зависят от температуры. Например, для воды прн комнатной температуре т — 1О " с, для льда прн — 20'С т- 10 з с. Если днпольные моменты молекул велики, то н значения е прн низких частотах ю<( 1/т оказываются большими. Так, у воды прн комнатной температуре к=81, и=-~~е =9.
Прн частотах юЛь 1/т орнентацнонный механизм практически не дает вклада в восприимчивость, т. е. молекулы ведут себя так, как если бы онн не были полярными. Для воды прн оптнческнх частотах днэлектрнческая проницаемость составляет всего лишь 1,77 (показатель преломления и=-)!е =1,33). Переход от статических значений е к значениям, соответствующая оптическим частотам, происходят в области частот о>- 1/т. Для воды это примерно !О'о Гц, что соответствует диапазону сантиметровых радиоволн (мнкроволны) . На оптических частотах рассматрнваемый механизм поляризации никакой роли не нграет.
Здесь уместно объяснить, почему в оптике магнитную проницаемость р можно считать равной единице для всех веществ. Механизм намагничивании пврамагнетиков состоит в ориентации магнитных моментов атомов и молекул во внешнем магнитном поле. Характерное время установления равновесной намагниченности того же порядка, что н время установления ориентационной цоляризоввнности в злектрическом поле. Эти времена заиедомо велики по сравнению с оптическими периодами.
Тем более зто относнтгя к временам релаксации ферромагнитных процессов. Позтому нужно полагать р=! уже при частотах гораздо более низких, чем оптические. Контрольные вопрасы г! В чем заключается физическая причина поглощения инфракрасного излучения в ионных кристаллах? '! Почему значения дизлектрической проницаемости воды длн радиоволн и для видимого света столь сильно отличаются? г' Чем объясняется. что постоянный липольный момент молекул и связанная с ним ориентационная дисперсия не играют никакой роли в оптиие? аль поворот манрмвдвиив Нлияние внешнего постоянного магамнвйной нвивризацми нитного поля на излучение диполь- ного осциллятора (эффект Зеемана) было рассмотрено в $1.9.
Классическая электронная теория приводит к выводу, что свет, излучаемый состоящим из таких изотропных осцилляторов источником, при наблюдении вдоль магнитного поля вместо одной узкой спектральной линии на частоте юо образует две компоненты на частотах юо-+-ьл, где ьл=(е/(2пт) )  — ларморовская частота. Смещенные компоненты имеют левую и правую циркулярную поляризацию в отличие от естественного света исходной спектральной линии. Для одиночных спектральных линий (синглегов) эксперимент полностью подтверждает предсказания классической теории.
Расщепление собственной частоты осциллятора в магнитном поле должно проявляться не только в испускании, но и в подлом(внии света: максимумы поглощения света левой и правой круговых поляризаций при распространении вдоль магнитного поля приходятся на частоты гав+0. Линейно поляризованный и естественный свет можно разложить на сумму двух циркулярно поляризованных волн, поэтому в поглощении должны наблюдаться сразу две линии на частотах юо~ь) (обратный эффект Зеемана). Поглощение и дисперсия связаны друг с другом. Поэтому следует ожидать, что при распространении вдоль магнитного поля в среде, содержащей днпольные осцилляторы, волны левой н правой круговых поляризаций буй 22Ш?~,МЕЕВ ?) дуг характеризоваться разнымн а †' ' — — значениями показателя преломле,—~~~7 [::: ния, т.
е. будут иметь неодинаковые фазовые скорости. Когда эти йб волны представляют собой состав- Схема наблюдения аффекта фарадея ЛяЮщИЕ ОДНОЙ ЛИНЕЙНО ПОЛЯРИЗО- ванной волны, различие их скоростей проявляется в изменении (повороте) направления ее поляризации по мере распространения в среде вдоль линий магнитного поля. йййаоворот плоскости поляризации при прохождении света через вещество, находящееся в магнитном поле, впервые наблюдал Фарадей в !846 г.
Это был первый эксперимент, продемонстрировавший связь оптических и магнитных явлений. Для наблюдения эффекта Фарадея исследуемое вещество помещается между полюсами электромагнита (рис. 2.6). Линейно поляризованный свет пропускается вдоль магнитного поля через канал, просверленный в сердечнике. Анализатор Рз устанавливается так, чтобы при отсутствии магнитного поля свет не проходил (скрещенные поляризаторы Р! и Рз).
При включении электромагнита свет проходит через анализатор. Поворотом анализатора его можно погасить. Это значит, что свет остается линейно поляризованным и здесь наблюдается именно поворот направления линейной поляризации. Количественные исследования показали, что угол поворота ф пропорционален длине пути 1 света в веществе и индукции В внешнего магнитного поля: !р= р1В. (2.64) Коэффициент пропорциональности р, характеризующий исследуемое вещество, зависит от частоты света.
Он называется постоянной Верде. Поворот условно считают положительным, если для наблюдателя, смотрящего вдоль магнитного поля, он происходит вправо (по часовой стрелке). Большинство веществ характеризуются положительным вращением. Направление поворота плоскости поляризации для каждого тела не зависит от направления распространения света, а связано только с направлением магнитного поля. Это свойство позволяет увеличить суммарный угол поворота удлинением пути света в образце за счет многократных отражений на посеребренных поверхностях образца (рис.
2.7). В последние годы эффект Фарадея широко применяется в научных исследованиях. В кольцевых лазерах с его помощью можно добиться того, что бегущим навстречу волнам будут соответствовать отличающиеся частоты генерации (см. $8.4). Малая инерционность эффекта (времн установления меньше 10 "з с) позволяет использовать его для модуляции света, для создания оптического затвора и т. п. р ассмотрим теоретическое истолкование эффекта Фарадея на основе классической электронной теории. Как уже отмечалось, физическая причина поворота направления поляризации состоит в различии фазовых скоростей волн левой и правой круговых поляризаций при их распространении вдоль магнитного поля в веществе. Г)усть в падающей на образец линейно поляризованной вез ром Е . Заметим, что направление распространения волны (вдоль В или навстречу) прн этом никакой роли не играет. Записывая (2.66) в проекциях на оси х и у, получаем систему уравнений: х+ 2йу+ вохх= — (е/т)Еосозвг, у — 2йх+ вову= ~ ( — е/т) Еоз!пвд (2.67) Дальше удобно вместо вещественных функций х(1) и у(г) ввести комплексную функцию Ц1)=х+!у, так что х=!!ела, у=!а.
Умножая второе уравнение (2.67) на ! и складывая с первым, получаем $ — 2КЦ+ в<х< ( — е/т)Енса<ма (2.68) Установившееся движение электрона описывается частным решением этого уравнения, имеющим вид Ц~)=~оехр(~1вг). Для амплитуды ~о из (2.68) находим рл=Ео/(во — в~.+-2вй). Отделяя вещественную и мнимую части в Ц1), получаем (2.69) Отсюда находим индуцированный дипольный момент р= — ег(1) и атомную поляризуемость аа(в) в поле циркулярно поляризованных волн: а = (ее/(тво)1/(вох — в~~2йв). (2.70) Учитывая то, что ларморовская частота й даже в очень сильных магнитных полях много меньше частоты в для оптического диапазона (й/в-2.10 " при В= 10 Тл н Л=500 нм) знаменатель в (2.70) можно приближенно записать в виде вео — (вт-й)~.
Отсюда следует, что атомная поляризуемость аь в поле циркулярно поляризованных волн (2.70) может быть получена из выражения для атомной поляризуемости а (в) прн отсутствии магнитного поля (т. е. при й=0) а(в) = (е /(тео)1/(во — со ) простой заменой в на в+-й: а~=а(в~й). То же самое справедливо и для восприимчивости т~, диэлектрической проницаемости е~, показателя преломления и . Таким образом, иа(в) =и(в+-!2) жл(в) -+-йди(в)/бв. Подставляя и — и+ в (2.65), получаем выражение для угла поворота направления поляризации: <р= — (л — и ~) х= — й — е.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
