ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Коэффициент поглощения и коэффициент отражения диэлектрической конденсированной среды из "Физика мощного лазерного излучения " Дпя вычисления е(о ) обратимся к широко используемой до настоящего времени простой модели молекулы (атома) с упруго связанными электронами. Впервые эту модель вьщвинул Дж.Дж. Томсон для атома еще до открытия Резерфордом планетарного строения атома. Однако и точный квантово-механический расчет е(со) дает результаты, качественно согласующиеся с расчетами на основе этой классической модели. [c.133] Здесь резонансная частота oi смещена относительно частоты отдельного молекулярного осщшлятора I2 в соответствии с формулой (2.6.19). [c.134] Таким образом, поправка к выражению для е(со), обусловленная конденсированным характером вещества, в первом приближении сводится к перенормировке резонансной частоты. [c.134] Последние две зависимости проиллюстрированы ниже. [c.135] Пары оптических характеристик е (со) и е (со), (со) и к(со), а(со) и/ ( о) полностью эквивалентны друг другу, и, зная одну из этих пар, с помощью формул (2.6.25) и (2.6.26), (2.6.33) и (2.6.34) можно определить две остальные. [c.135] Для среды с одиночным резонансом справедливы формулы (2.6.27), (2.6.28). Реальная диэлектрическая среда только весьма грубо может бьп ь описана в рамках развитой выше простой лоренцевой теории дисперсии с учетом набора собственных электронных резонансов. С определенной долей приближения выведенные выше формулы для оптической электронной дисперсии могут бьп ь распространены для описания дисперсии диэлектрика в ИК области, вблизи резонансов с ИК-активными молекулярными (или решеточными) колебаниями. В этом случае в соответствующих формулах заряд е и резонансная частота 12 электронов должны быть заменены на эффективный заряд и резонансную частоту 12 молекулярных или решеточных колебаний. В ИК области обычно Зависимости е (со)и е (со), и (со) и к (со), а (со) и (со) приведены на рис. 2.24. [c.137] Зависимости е (со) и е со), п(со) ик(со),а(со) и/ (со) для этой модели проиллюстрированы на рис. 2.25. Как нетрудно видеть из (2.6.35), при со сОр е(со) О, так что комплексный показатель преломления имеет большую мнимую составляющую к(со) (со). Отсюда и из (2.6.33) видно, что при со сор Я I — в этом и состоит причина характерного металлического блеска проводников в видимом диапазоне (для большинства металлов сОр лежит в УФ диапазоне). [c.137] Оптические характеристики полупроводниковых материалов с точки зрения теории дисперсии Друде - Лоренца определяются свойствами совокупности двух типов электронных осцилляторов упруго связанных осцилляторов, характерных для диэлектрических сред, и свободных осцилляторов, существующих в металлах. Связанные осцилляторы имеют в полупроводниках (как и в диэлектриках) целый набор (зону) собственных частот, которым соответствует полоса собственного поглощения. [c.137] В квантовой картине этим осхщлляторам отвечает валентная зона, а собственному поглощению переходы электронов из валентной зоны в зону проводимости. [c.137] Диэлектрики имеют ширину запрещенной зоны, как правило, значительно большую, чем полупроводники. Характерные значения Eg для полупроводников лежат в диапазоне от 0,5 до 2,5 эВ, для диэлектриков — от 4 до эВ. [c.138] В табл. П.2 сведены некоторые значения оптических постоянных типичных металлов, полупроводников и диэлектриков на длинах волн широко распространенных лазеров. [c.138] На рис. 2.26 представлены измеренные дисперсионные характеристики R(oj), а(со) этих типичных материалов. [c.138] Вернуться к основной статье