Составители:
Рубрика:
Re(ε) ≈
n
2
. Нам важно, что в низкочастотной области n изменяется по
закону, определяемому теми же параметрами вещества, которые опре-
деляют контур поглощения, т.е.
N, ω
j
, Г.
1
ω
j
ω
0
Re(
ε
)
Im(
ε
)
2Г
Рис. 1.4.1 Спектральная зависимость
вещественной и мнимой частей
диэлектрической проницаемости
ансамбля одиночных осцилляторов
на оптических частотах.
Вдали от ω
j
, в не очень плотной среде (газы при не слишком боль-
ших давлениях)
n ≈ 1 и тогда закон дисперсии становится очень про-
стым:
()
22
2
22
2
22
22
2
122
1
ω−ω
π
≈
Γω+ω−ω
ω−ω
π
≈−
j
j
j
m
Ne
m
Ne
n
. (1.4.18)
Приведенные соотношения получены в классическом приближении
и записаны в системе СГСЭ.
Эту модель можно распространить и на описание реальных сред,
предположив, что весь спектр поглощения – сумма вкладов таких вот
одиночных осцилляторов, со своими
N
j
, ω
j
и Г
j
. И результирующая спек-
тральная дисперсия – сумма откликов всех осцилляторов.
Квантовомеханический расчет для оптических переходов в дис-
кретном энергетическом спектре дает практически тот же результат, но
к тому же – возможность рассчитать
N
j
, ω
j
и Г
j
. Относительные интен-
сивности принято описывать, правда, не различными
N
j
, а безразмерны-
ми параметрами,
силами осциллятора f
j
([8], глава2, [9], глава 8). Они
определяют вероятность участия электрона в данном переходе.
Силы
осцилляторов
подчиняются правилу сумм Томаса-Райхе-Куна:
. По сути, это правило отражает тот факт, что в любой момент
времени каждый электрон может участвовать только в одном переходе.
1=
∑
j
j
f
Для системы с
N электронами справедливо:
∑
Γω+ω−ω
π
=−+=−ε
j
jj
j
i
f
m
Ne
ikn
22
2
2
4
1)(1
. (1.4.16а)
33
Страницы
- « первая
- ‹ предыдущая
- …
- 31
- 32
- 33
- 34
- 35
- …
- следующая ›
- последняя »
