9139718364

Z częstością v₀ musi więc drgać również indukowany moment dipolowy.

fi_ini = aE₀ cos 27tv₀t    (1.3)

Z elektrodynamiki wynika, że każdy drgający dipol staje się źródłem promieniowania o intensywności I proporcjonalnej do kwadratu jego amplitudy Mm i do czwartej potęgi częstości jego drgania.

1~^mL^vi    (1.4)

W rozpatrywanym przez nas przypadku M,_nj= aEo i w związku z tym molekuła jako drgający dipol, staje się źródłem wysyłanego we wszystkich kierunkach promieniowania o intensywności:

I~a²E²0v⁴0    (1.5)

Mamy tu do czynienia z tzw. rozpraszaniem Rayleigha, które występuje dla cząsteczek nie większych od 1/10 długości fali.

Ze wzoru (1.5) wynika, że intensywność promieniowania rozproszonego silnie zależy od długości fali światła padającego. Jest proporcjonalne do v⁴. W związku z tym w atmosferze dominuje rozproszenie ultrafioletu przy pomijalnym rozproszeniu podczerwieni. Zmieniając długość fali z 0,25 pm (obszar ultrafioletu) do 1 pm (obszar bliskiej podczerwieni), zmniejszamy współczynnik rozpraszania aż 256 razy.

Podczas przeprowadzonych rozważań, została wprowadzona we wzorze (1.1) i (1.3) polaryzowalność a jako czynnik decydujący o indukowanym momencie dipolowym, który drgając, emitował falę wtórną jako efekt rozpraszania Rayleigha. Zakładano przy tym, że a jest stałe niezależne od wychylenia się ładunku. W rzeczywistości w czasie drgania normalnego powodującego periodyczne zmiany struktury szkieletu zrębów atomowych, może się zmieniać periodycznie również siła wiązania elektronów w molekule, czyli polaryzowalność może być funkcją współrzędnej normalnej drgania [1],

« = /(«) (1-6)

Podobnie jak w poprzednich rozważaniach, nie znamy postaci funkcji (6) i zakładając, że wychylenie q jest małe, rozwijamy ją w szereg Maclaurina, otrzymując:

(1.7)