Синхротронное излучение в спектроскопии. Михайлин В.В. - 76 стр.

     Согласно (2.8) потери энергии квантами ћω отличны от
нуля в двух случаях. Если ε2(ω) ≠ 0, то возбуждаются такие
электронные состояния, которые дают вклад в ε2 на соот-
ветствующей частоте. Тем самым электрон, теряя энергию,
рождает новые электронные возбуждения. Правда вклад
разных состояний меняется в силу изменения 1/|ε(ω)|2 с
частотой. В частности, он возрастает с уменьшением |ε(ω)|.
Наиболее интересный вклад в потери энергии возможен и
при        ε2(ω)=0.         В    том         случае,      если     ε1(ωpl)=0,
                  πω pl
1 / | ε (ω ) |2 ≈
                   2
                        [δ (ω − ω pl ) − δ (ω + ω pl )]. Частота, при кото-
рой ε1 обращается в нуль, называется плазменной частотой.
При этом возбуждаются особые квазичастицы – плазмоны,
являющиеся продольными колебаниями электрического
поля. Случай ε2=0 соответствует модели свободных элек-
тронов. При этом
                    4πne 2                                              (2.9)
      ε (ω ) = 1 −           ,
                     mω   2


где п—концентрация и т—масса свободных электронов.
Из (2.9) получаем
     ω = 4πne 2 / m .                                                  (2.10)
      pl

   В действительности при больших частотах, при кото-
рых ε2(ω) уже равно нулю, из дисперсионных соотношений
Крамерса – Кронига (2.4) можно получить (2.9). В качестве
п здесь стоит плотность валентных электронов, переходы с
которых к юр; уже исчерпаны. Однако в большинстве слу-
чаев выражение для ωpl (2.10) есть лишь грубая оценка.
Даже в металлах это соотношение в большинстве случаев
неприменимо. В действительности ωpl необходимо опреде-
лять из условия ε(ωpl)=0. В силу комплексности ε выраже-
ние для плазменной частоты также получается комплекс-
ным, причем мнимая часть ωpl растет с ростом ε2(Re ωpl).

                                   - 75 -