Espalhamento Thomson

O espalhamento Thomson (após Joseph John Thomson ) descreve o espalhamento elástico da luz ( fótons ) em partículas carregadas que são livres ou fracamente ligadas em comparação com a energia do fóton (geralmente elétrons quase livres ). Este modelo também se aplica aos elétrons livres no metal , cuja frequência de ressonância tende a zero devido à falta de forças restauradoras .

Partículas carregadas são excitadas pelo campo de uma onda eletromagnética a oscilações harmônicas coerentes no plano do campo elétrico . Como essa oscilação é um movimento acelerado, as partículas irradiam simultaneamente energia na forma de uma onda eletromagnética de mesma frequência ( radiação dipolo ). Dizem que a onda está espalhada .

Diferenciação de outros spreads

A dispersão em elétrons ou átomos inteiros é chamada de dispersão de Rayleigh .

O espalhamento Thomson é o caso limite do espalhamento Compton para energias de fótons pequenos. Ambas as dispersões descrevem o mesmo fenômeno e são baseadas em uma colisão elástica. O espalhamento Thomson é livre de recuo , i. Em outras palavras , não há transferência de momento do fóton para o elétron. Isso só ocorre enquanto a energia dos fótons incidentes for pequena o suficiente, ou seja, isto é, o comprimento de onda da radiação eletromagnética é muito maior do que um raio atômico (por exemplo , raios X suaves ). Com comprimentos de onda mais curtos, ou seja, energias mais altas, o recuo do elétron deve ser levado em consideração (espalhamento Compton).

Cálculo

A clássica Thomson secção transversal é obtido como o limite de alta frequência (em comparação com a frequência natural , ) a partir do modelo do oscilador : ${\ displaystyle \ omega \ gg \ omega _ {0}}$

${\ displaystyle \ sigma _ {\ mathrm {T}} = {\ frac {8 \ pi} {3}} r_ {e} ^ {2} = {\ frac {1} {6 \ pi}} \ left ( {\ frac {e ^ {2}} {\ varepsilon _ {0} \, {m_ {e}} \, c ^ {2}}} \ right) ^ {2} = 6 {,} 652 \, 458 \, 558 (27) \ cdot 10 ^ {- 29} \, \ mathrm {m} ^ {2}}$

Com

• o raio de elétron clássico ${\ displaystyle r_ {e} = {\ frac {1} {4 \, \ pi}} {\ frac {e ^ {2}} {\ varepsilon _ {0} \, m _ {\ mathrm {e}} \, c ^ {2}}}}$
  • a carga elementar ${\ displaystyle e}$
  • a constante do campo elétrico ${\ displaystyle \ varepsilon _ {0}}$
  • a massa do elétron ${\ displaystyle m_ {e}}$
  • a velocidade da luz .${\ displaystyle c}$

Uma melhor aproximação para pequenas energias é obtida expandindo a fórmula Klein-Nishina :

${\ displaystyle \ sigma (\ nu) = \ sigma _ {\ mathrm {T}} \ left (1-2 \ alpha + {\ frac {56} {5}} \ alpha ^ {2} + \ dots \ right )}$

Com

• a frequência ${\ displaystyle \ nu}$
• o fator ${\ displaystyle \ alpha (\ nu) = {\ frac {h \, \ nu} {m_ {e} c ^ {2}}}}$
  • a constante de Planck .${\ displaystyle h}$

aplicativo

Na prática, Thomson dispersão é usada (se as densidades são não muito pequena ) para determinar a densidade de electrões ( intensidade da radiação dispersa ) e a temperatura dos electrões ( distribuição espectral da radiação dispersa, assumindo uma distribuição de Maxwell de velocidade).

Uma aplicação de espalhamento Thomson é, e. B. Medições de densidade no plasma de reatores de fusão . Vários lasers Nd: YAG ativamente Q-comutados (comprimento de onda 1064 nm) emitem feixes de luz paralelos de baixo para o plasma. Em ângulos retos com isso, as partículas de luz espalhada são medidas usando monocromadores com ótica . Isso resulta em um deslocamento de até 700 nm. Devido à taxa de pulso relativamente baixa do laser, a resolução de tempo é limitada. Na maioria dos casos, entretanto, vários lasers podem ser disparados um imediatamente após o outro. Isso significa que a resolução é maior em um curto intervalo de tempo.

Veja também

• Fator de polarização

Evidência individual

1. ↑ Claude Amsler: Física Nuclear e de Partículas . vdf Hochschulverlag, 2007, ISBN 978-3-7281-3695-4 , visualização limitada na pesquisa de livros do Google.