Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
В литературе по физике диэлектриков П. иногда наз. коэф. пропорциональности х между P н E (Р — ^E), т. е. диэлектрич. восприимчивость.
Для относительно простых систем связь между электронной П. и макроскопич. характеристиками вещества описывается Лоренца — Лоренца формулой или Клаузиуса — Moccommu формулой, а с учётом аор — Лан-жевена — Дебая формулой и их усложнёнными модификациями. Эти зависимости — основа для эисперим. определения а. Ионную П. определяют по ф-лам типа
(2). Сопоставление опытных и теоретич. данных для поглощении и дисперсии эл.-магн. воли, диэлектрич. потерь и т. д. даёт информацию как о П., так и о ходе её изменений с частотой внеш. поля. Свойства (и эффекты, в к-рых они проявляются) многих молекул и их систем (в частности, анизотропные) часто обусловлены их П. н П. составляющих их частиц. Примеріами таких свойств и эффектов являются поляризация и рассеяние (в т. ч.
73
ПОЛЯРИЗУЕМОСТЬ
комбинационное) света, оптич. активность, эффект Керра и т. д. Изучение П. и её теория тесно связаны с исследованием межмолекулярных взаимодействий, структуры молекул, особенно таких сложных, как полимеры, в частности белки.
В сильных электрич. полях зависимость р(Е) становится нелинейной (см. Нелинейные восприимчивости).
A- jTj/cw
ПОЛЯРИЗУЕМОСТЬ РЕНТГЕНОВСКАЯ — способность вещества поляризоваться под действием внеш. поля рентг. эл.-магн. волны; количественно равна коэф. пропорциональности х между поляризацией P единицы объёма вещества и единицей напряжённости внеш. электрич. поля Е. Свойства П. р. существенно отличаются от поляризуемости атомов, ионов и молекул в поле оптич. диапазона, где при переходе к описанию ди-электрич. свойств вещества вводится понятие диэлектрич. восприимчивости. В рентг. диапазоне длин волн значения этих величин практически совпадают, поэтому обычно ограничиваются введением лишь понятия П. р.
Специфич. особенности П. р. обусловлены 4 причинами: длина волны 1K излучения, радиус атома га н па-аметр решётки кристалла а связаны соотношением < га <, а; частота излучения со обычно того же порядка, что н частота атомного К- или L-уровия (для элементов с ат. номером Z ^ 25); все уровни энергии атома, лежащие выше К- н L-оболочек, заняты, и переходы иа них невозможны; внутр. электронные оболочки атомов, с к-рыми наиб, сильно взаимодействует рентг, излучение, целиком заполнены, сферически симметричны и имеют высокие значения энергий связи. Хим. связь или внеш. воздействия оказывают на виутр. электронные оболочки слабое влияние, поэтому можно считать, что они незначительно отличаются от таких же оболочек свободных атомов.
В рентг. диапазоне введение ср. П. р. теряет смысл. Обычно проводимое усреднение диэлектрич. свойств вещества в объёме с линейными размерами I «; X невозможно по двум причинам: вследствие малой плотности содержащихся в таком объёме зарядов, а также характерного масштаба локальных изменений электронной плотности, к-рый порядка нли больше X. Поэтому поляризацию единицы объёма среды Pfr) вычисляют в каждой точке пространства с радиусом-вектором г, проводя лишь квантовомеханич. усреднение по электронным состояниям. В этом случае в линейном по полю приближении связь между векторами поляризации среды и напряжённостью поля имеет вид
Р(г)=х(г)Е(г), (1)
где П. р. х(г) — тензорная величина и является ф-цией координат:
Х(г)=—г0Х2р(г), где г0=ег1{тсг) —класснч. радиус электрона, р(г) — электронная плотность, X=ty(2n;).
Нанб. ярко особенности П. р. проявляются для кристаллов, где материальный тензор %(г) из-за трёхмерной периодичности крнсталлич. решётки также является трёхмерно-периодической ф-циен координат: ?(k -j-
-f R) = х(г), гДе Я ~ любой вектор трансляция крнсталлич. решётки. При рассмотрения отклика среды на возмущение в виде плоской монохроматич. волны необходимо в (1) перейти к фурье-компонентам. Ввиду пространств, периодичности тензора П. р. х(г) фурье-образ (1) имеет вид
Pi(k,w)=2jX"(k>w)?j(k+H’M)’ (2)
И
где JFf — векторы обратной решётки кристалла. Сумма в правой части ф-лы (2) означает, что в плоскую волну поляризация среды с амплитудой P^k, со) н волновым вектором к дают вклад все поля ?j(k -{- Я, м), к-рые распространяются в направлениях k' = k -f- Я, от-
личающихся от к на произвольный вектор H (см. Врэ*-га — Вульфа условие), т. е. имеет место нелокальное взаимодействие полей в пространстве волновых вектот ров. Диэлектрич. свойства кристалла, следовательно, характеризуются набором П. p. X,-(k, wK отвечающих возможным направлениям распространения дифракц. волн в кристалле. В ф-ле (2) формально присутствует суммирование по всей бесконечной совокупности векторов обратной решётки Н. Реально в кристалле могут распространяться одновременно лишь неск. полей Е(к, (о), для к-рых удовлетворяются условия дифракции. Отыскание волновых векторов к' и амплитуд Е(к', (а) является задачей теории дифракции рентгенов-ских лучей.
В первом приближении теории возмущений П. р. многоатомного кристалла пропорциональна тензору структурного фактора FijIk, к'; со):
