Теория волн. Иванов В.Б. - 123 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

ИГУ | Иркутск

Составители: 

Рубрика: 

Теория волн
123
В отличие от плазмы действующее в диэлектрике поле
отличается от среднего макроскопического поля
E
и со-
ставляет величину
.
3
0
д
ε
P
EE +=
При гармонической за-
висимости величин от времени из (6.9) следует:
.
3
)(
0
22
2
0
2
P
m
Ne
E
m
Ne
Pi
ε
ωωνω
+=+−−
(6.10)
Теперь можно определить χ, а, следовательно, и ди-
электрическую проницаемость:
.
)()(
)(
1
2222
2
0
2
2222
2
0
2
2
0
2
νωωω
νωω
νωωω
ωωω
ε
+−
+
+−
−
+=
pp
i
(6.11)
Введено обозначение
.3/
22
0
2
0
p
ωωω
−=
В твердых диэлектриках для не слишком больших
частот (включая оптический диапазон)
2
0
2
ωω
<<
. В этом
случае в (6.11) исчезает частотная зависимость:
.1
2
0
2
ω
ω
ε
p
+=
(6.12)
При этом диэлектрическая проницаемость и показа-
тель преломления могут существенно превышать единицу.
В газах концентрация частиц мала, а, следовательно,
мала и ленгмюровская частота по сравнению с резонанс-
ной частотой. В этом случае диэлектрическая проницае-
мость и показатель преломления мало отличаются от еди-
ницы.
6.2. Приближение геометрической оптики 
                            Теория волн

    В отличие от плазмы действующее в диэлектрике поле
отличается от среднего макроскопического поля E и со-
ставляет величину Eд = E + P                   . При гармонической за-
                                        3ε 0
висимости величин от времени из (6.9) следует:

                                          e2 N    e2 N
           ( −ω 2 − iων + ω02 ) P =            E+       P.                        (6.10)
                                           m      3mε 0
    Теперь можно определить χ, а, следовательно, и ди-
электрическую проницаемость:
                           2
                    ω p2 (ω 0 − ω 2 )                          ω p2νω
         ε =1+      2
                                           +i             2
                                                                                 . (6.11)
                 (ω 0 − ω 2 ) 2 + ω 2ν 2               (ω 0 − ω 2 ) 2 + ω 2ν 2
                                  2
    Введено обозначение        ω 0 = ω02 − ω p2 / 3.
    В твердых диэлектриках для не слишком больших
                                                                          2
частот (включая оптический диапазон) ω << ω 0 . В этом
                                                                  2

случае в (6.11) исчезает частотная зависимость:

                                         ω p2
                               ε =1+           2
                                                   .                              (6.12)
                                          ω0
    При этом диэлектрическая проницаемость и показа-
тель преломления могут существенно превышать единицу.
     В газах концентрация частиц мала, а, следовательно,
мала и ленгмюровская частота по сравнению с резонанс-
ной частотой. В этом случае диэлектрическая проницае-
мость и показатель преломления мало отличаются от еди-
ницы.

     6.2. Приближение геометрической оптики


                                  123

Страницы