Radiacion: Esparcimiento

Esparcimiento

Cuando una onda electromagnética incide en un átomo o molecula interactua con la nube electronica ligada, impartiendo energía a el átomo. .

figura 1. Esparcimiento de la luz en el cielo

El efecto puede ser imaginado como si el estado base del átomo fuese puesto a vibración. Los electrones en movimiento a su ves radian en distintas direcciones, ya que una onda acelerada puede emitir ondas electromagneticas. Este proceso de reradiación es conocido como esparcimiento.

La luz del sol que fluye en la atmósfera desde una dirección es esparcida en todas las direcciones por las moléculas de aire. Sin una atmósfera, el cielo diurno aparecería tan negro como el espacio vacío. Un observador entonces solamente vería la luz que brillara directamente hacía el. Con una atmósfera, el extremo rojo del espectro no se desvía mientras que el extremo azul o de alta frecuencia se esparce substancialmente. Esta luz de alta frecuencia llega al observador desde muchas direcciones haciendo que le cielo entero aparezca brillante y azul (figura 1).

El humo que sube del extremo de un cigarro encendido está formado por partículas que son más pequeñas que la longitud de onda de la luz y por lo tanto aparece azul cuando se ve contra un fondo oscuro. Poe el contrario, el humo exhalado contiene gotitas de agua relativamente grandes y aparece blanco.

Esparcimiento por electrones libres

Un manifestación hermosa de esparcimiento por electrones libres es la corona solar. La corona es una tenue atmosfera exterior de el Sol. Incluso cerca del sol la corona contiene aproximadamente $10^{9}$ átomos de hydrogeno por centimetro cúbico. La corona no es por si misma luminosa y por lo tanto no puede ser vista por su luz emitida.E s visible, sin embargo, por virtud de el factor que sus electrones esparcen la luz emitida por la fotosfera fotosfera solar.

La figura 1 muestra la luz coronal durante un eclipse total cuando la luz directa del sol es eliminada en gran medida de la vista del observador.

Figura 1.Corona solar

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0.1 Radiacion por una carga acelerada

Para el caso de una carga acelerada se cumplen las siguientes ecuaciones

$\mathbf {E} \left(\mathbf {r} ,t\right)={\frac {q\mathbf {a} _{\perp }\left(t^{\prime }\right)}{4\pi \epsilon _{0}rc^{2}}}\;volt\,m^{-1}\qquad (1)$

$\mathbf {B} \left(\mathbf {r} ,t\right)={\frac {{\hat {r}}\times \mathbf {E} \left(\mathbf {r} ,t\right)}{c}}\;webers\,m^{-2}\qquad (2)$

$\mathbf {S} ={\frac {\mathbf {E} \times \mathbf {B} }{\mu _{0}}}\;watt\,m^{-2}\qquad (3)$

Mostrando que para un radio r fijo el campo electrico varia como $\sin \theta$. Así $E$ y $B$ tienen valores máximos en 90 grados a la dirección de aceleración y valor cero a lo largo de la dirección de aceleración.

Al insertar la ecuación

$|\mathbf {S} \left(r,t\right)|={\frac {q^{2}a^{2}\left(t^{\prime }\right)\sin ^{2}\theta }{16\pi ^{2}\epsilon _{0}r^{2}c^{3}}}\qquad (1)</$La potencia total radiada por una partícula cargada acelerada no relativista es obtenida por la integración del flujo de Poynting sobre el area de una esfera cuyo origen coincide con la posición instanntanea de q,

$P(t)=\int _{0}^{\pi }|\mathbf {S} (\mathbf {r} ,t)|2\pi r^{2}\sin \theta d\theta$P(t)=\frac{q^{2}a^{2}}{8\pi\epsilon_{0}c^{3}}\intop\sin^{3}\theta d\theta

L aintegral sobre \sin^{3}\thetaes igual a \frac{4}{3}tal que

$P(t)={\frac {q^{2}a^{2}\left(t^{\prime }\right)}{6\pi \epsilon _{0}c^{3}}}\;watt$ Para calcular la cantidad de luz esparcida, comenzaremos por considerar un solo electron de carga q y masa m. Este es estacionario, escepto en la medida en que vibra bajo la influencia de un onda plana monocromática cuyo campo eléctrico esta dado por

$E_{x}=E_{0}\cos \left(\omega t-kz\right)$

Asumimos que la carga esta en el origen z=0 y experimenta una aceleración

$a_{x}={\frac {q}{m}}E_{0}\cos \left(\omega t\right)$

La mplitlud $E_{0}$ de la onda incidente es tomada tal que sea lo suficientemente pequeña tal que la carga nunca tenga velocidades relativistas, debido a que la carha

La potencia total radiada por una partícula cargada acelerada no relativista es obtenida por la integración del flujo de Poynting sobre el area de una esfera cuyo origen coincide con la posición instanntanea de q

${\overrightarrow {S}}={\frac {{\overrightarrow {E}}{\mbox{X}}{\overrightarrow {B}}}{\mu _{0}}}{\overrightarrow {P}}(t)={\frac {q^{2}a^{2}}{6\pi \epsilon _{0}c^{3}}}$

$P(t)=\int _{0}^{\pi }|{\overrightarrow {S}}({\overrightarrow {r}},t)|2\pi r^{2}\sin \theta d\theta$

$P(t)=\int _{0}^{\pi }|{\overrightarrow {S}}({\overrightarrow {r}},t)|2\pi r^{2}\sin \theta {\overrightarrow {P}}(t)={\frac {q^{2}a^{2}}{6\pi \epsilon _{0}c^{3}}}\int \sin ^{3}\theta$

Laintegral sobre es igual a $frac{4}{3}$tal que

${\overrightarrow {P}}(t)={\frac {q^{2}a^{2}}{6\pi \epsilon _{0}c^{3}}}$

Note que es independiente del radio de la esfera

${\overrightarrow {P}}(t)={\frac {q^{4}}{6\pi \epsilon _{0}m^{2}c^{3}}}E_{0}^{2}\cos ^{2}\left[\omega \left(t-{\frac {r}{c}}\right)\right]$

La segunda forma de la ecuación viene de la sutitución de la aceleración. Esta es la fórmula para potencia esparcida por un electron

Frecuentemente se desea conocerel promedio temporal de la potecia esparcida. promediado sobre un periodo de oscilación. Este esta dado por:

$<P(t)>={\frac {q^{2}E_{0}^{2}}{12\pi \epsilon _{0}m^{2}c^{3}}}$

Resultado que esta dado por el factor $<\cos ^{2}\left(\ldots \right)>={\frac {1}{2}}$

Es conveniente escribir al valor promedio de esparcimiento en función del flujo de la radiación de luz incidente. La cantidad mencionda anteriormente es el flujo de S de Poynting el cual esata relacionado con E a traves de la ecuación

$<S>={\frac {1}{2}}\epsilon _{0}cE_{0}^{2}$

Sustituyendo este valor de E_{0}^{2}en la ecuación da el siguiente resultado

$<P(t)_{esparcido}>={\frac {8\pi }{3}}\left({\frac {q^{2}}{4\pi \epsilon _{0}mc^{2}}}\right)<S>_{incidente}$

Esparcimiento de Rayleigh

Lord Rayleigh fue el priemro en calcular la dependencía de densidad de flujo esparcido sobre la frecuencia. El esparcimiento de luz por objetos que son pequeños en comparación a la longitud de onda es conocido como esparcimiento Rayleigh. Las moleculas de medios densos y transparentes, ya sean gases liquidos o solidos, esparcen predominantemente el luz azul.

Para partículas que tienen aproximadamente el tamaño de la longitud de onda de la luz incidente esparcen la luz en forma muy distinta. Una distribución grande de tales partículas da origen a un rango total de colores transmitidos. En 1883 la isla volcanica Krakatoa localizada en Sunda Strait en Indonesia tuvo una gran erupción que lanzó columnas de cenizas a alturas de 80 Km., hacia la atmósfera de la Tierra. en 1885 cerca de dos años después de la poderosa erupción de Krakatoa, Fueron vistas por primera ves las nubes ‘noctilucentes’

En 1908 Gustav Mie público una solución rigurosa de el problema de esparcimiento pra partículas esfericas omogeneas de algún tamaño. Aunque la solución es complicada tiene un gran valor prectico, particularmente aplicada a suspensiones coloidales y metalicas , particulas interestelares, nubes, niebla y la corona solar.

Figura 2. nubes ‘noctilucentes’

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Figura 3.RAYLEIGH

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Considere la ecuación de movimiento núm ?? de un electron ligado,para simplificar el problema omitamos el término de amortiguamiento Considere la ecuación de movimiento núm ?? de un electron ligado,para simplificar el problema omitamos el término de amortiguamiento \beta.Bajo estas condiciones la ecuación de movimiento del electron es

${\frac {d^{2}x}{dt^{2}}}+\omega _{0}^{2}x={\frac {q}{m}}E_{0}\cos \omega t$

la cual da un desplasamiento

$x={\frac {\frac {q}{m}}{\omega _{0}^{2}-\omega ^{2}}}E_{0}\cos \left(\omega t\right)$

y una aceleración

$a={\frac {d^{2}x}{dt^{2}}}=-{\frac {{\frac {q}{m}}\omega ^{2}}{\omega _{0}^{2}-\omega ^{2}}}E_{0}\cos \left(\omega t\right)$

Polarización por esparcimiento

Imaginemos que tenemos una onda plana linealmente polarizada incidente sobre una molécula de aire, como se muestra en la figura --. La orientación del campo eléctrico de la radiación esparcida (es decir, $E_{S}$) sigue la distribución dipolar de tal manera que $E_{s}$, el vector de Poynting $S$ y el dipolo oscilador son todos coplanares (figura 5)..

Figura 5. Esparcimiento de luz polarizada por una molécula

Las vibraciones inducidas en el átomo son paralelas al campo $E$ de la onda de luz incidente siendo así perpendiculares a la dirección de propagación. Obsérvese una vez más que el dipolo no radia en la dirección de su eje. Ahora, si la onda incidente no está polarizada, se puede representar por dos estados P, incoherentes ortogonales, en cuyo caso la luz esparcida es equivalente a una superposición {on de las condiciones que se muestran en las figuras --- a y b. Evidentemente, la luz esparcida en la dirección hacia adelante está completamente sin polarizar; lejos de ese eje está parcialmente polarizada, lejos de ese eje está parcialmente polarizada, polarizándose cada vez más conforme aumenta el ángulo. Cuando la dirección de observación es normal al haz primario, la luz está polarizada linealmente por completo. Podemos verificar fácilmente estas conclusiones con una pieza de polaroide. Localícese el sol y examínese una región del cielo a aproximadamente $90^{\circ }$ con los rayos solares. Esa porción del cielo está claramente polarizada de forma parcial y normal a los rayos (ver figura 8.7). No está polarizada del todo debido principalmente a anisotropías moleculares, la presencia de grandes partículas en el aíre y los efectos despolarizantes del esparcimiento múltiple. La última condición se puede ilustrar colocando un trozo de papel encerado entre polaroides cruzados (figura 8.38). Debido a que la luz sufre una gran cantidad de esparcimiento y reflexiones múltiples en el papel encerado, un oscilador dado puede ver la superposición de muchos campos E básicamente sin relación. La emisión resultante está casi completamente despolarizada

Aunque la luz directa de el sol esta polarizada al azar, la luz esparcida por la atmosfera de la tierra esta polarizada, puede verificarse fácilmente verificado al observar una sección del cielo azul a través de una pieza de polarizador manteniendo cerrado uno de los ojos.

La explicación para esta característica de polarización por esparcidores elementales viene del factor bien conocido: que una carga acelerada radia principalmente en dirección perpendicular al vector de aceleración $\mathbf {a}$ sin emisión tomando lugar a lo largo de $\mathbf {a} .$ Así un observador de la figura ,,,, barre con su cabeza a lo largo del arco de un circulo, el ve lo siguiente: a un ángulo cero de esparcimiento $\left(\theta _{sc}=0^{\circ }\right)$ la radiación tanto de la componente horizontal y vertical del vector de aceleración contribuye igualmente a la radiación que no está polarizada en este ángulo de observación. Como $\theta _{sc}$ incrementa desde cero, la emisión asociada con la componente vertical de \mathbf{a} permanece sin cambio alguno, pero la intensidad de emisión asociada con la componente horizontal de a decrece como el $\cos ^{2}\theta _{sc}$ . En última instancia cuando $\theta _{sc}=90^{\circ }$ no hay radiación asociada con la componente horizontal de $\mathbf {a}$; el observador ve entonces 100% luz polarizada verticalmente.