ПОИСК Статьи Рисунки Таблицы Тензор рассеяния и поляризуемость молекулы из "Физика и техника спектрального анализа" В соответствии с этим все результаты, полученные в 2 и 3 в классическом приближении, распространяются на квантовомеханическое выражение (6.8), которое конкретизирует вид тензора рассеяния. [c.92] В выражениях (6.8) и (6.9) фигурируют матричные элементы составляющих дипольного момента рассеивающей (или поглощающей) молекулы. Эти матричные элементы образуются при помощи полных собственных функций молекулы, точные выражения для которых неизвестны. Поэтому для вычисления матричных элементов приходится пользоваться приближенными выражениями для волновых функций. Такие приближенные выражения можно найти, исходя из следующих общих соображений. [c.92] Каждому мгновенному положению ядер соответствует некоторая определенная электронная поляризуемость молекулы, характеризующая поведение молекулы при воздействии на нее электромагнитного поля. Эта поляризуемость не остается постоянной при колебаниях ядер, она изменяется во времени с частотой этих колебаний. При этом рассеянное излучение модулируется движением ядер в полном соответствии с классической картиной явления, описанной в 1. В том, что касается интенсивности рассеяния, то, исходя из общей картины явления (см. [7], 14), можно принять, что она не зависит от состояния движения ядер и в каждый момент времени определяется только их конфигурацией. Например, интенсивность рассеяния в случае молекулы с подвижными ядрами в каждый момент времени такая же, как и в случае неподвижных ядер при той же их конфигурации. [c.93] Здесь I — совокупность координат электронов, х —совокупность координат ядер, пни — совокупности соответствующих квантовых чисел. В функцию ф ( , х) координата X входит как параметр. Согласно (6.10) электронное и ядерное движения молекулы в некотором приближении могут быть разделены. [c.93] Это условие сохраняет силу и в том случае, когда ядер-ные состояния имеют непрерывный спектр собственных значений. [c.95] При больщом удалении частоты возбуждающего св та от частоты электронного поглощения величиной П можно пренебречь. При этом из (6.26) получается основной результат теории поляризуемости Плачека [7] тензор рассеяния для перехода между двумя ядерными состояниями, принадлежащими одному и тому же электронному состоянию молекулы, равен Матричному элементу тензора поляризуемости, образованному при помощи волновых функций рассматриваемых ядерных состояний. Границы применимости этой теории определяются условием (6.20). Заметим, что вследствие симметричности тензора поляризуемости тензор рассеяния также симметричен. [c.96] В приведенном выводе формулы (6.26) не используются представления о конкретном характере ядерного движения молекулы в промежуточных электронных состояниях. Поэтому она остается справедливой, например, и в том случае, когда указанные электронные состояния не имеют дискретной колебательной структуры. [c.97] Поскольку тензор Я несимметричен, то и полный тензор рассеяния в области полосы электронного поглощения несимметричен. [c.97] Частота перехода 1- к лежит обычно в инфракрасной области спектра. Как следует из (6.30), интенсивности в инфракрасных спектрах поглощения определяются матричными элементами дипольного момента молекулы. [c.98] Вернуться к основной статье