0 rozproszeniu ramanowskiem światła spolaryzowanego linjowo.2)
S t r e s z c z e n i e .
Niech na rys. i F oznacza w iązkę św iatła spolaryzowanego, którego wektor elektryczn y jest przedstaw iony przez E 0. Rozproszenie ramanow- skie da światło we w szystkich kierunkach. W zależności jednak od stopnia asym etrji cząsteczki, ja k i p olaryzacji św iatła padającego, natężenie i stopień p olaryzacji każdego prążka R a m a n a będzie różny w róż
nych kierunkach.
W p racy niniejszej chodziło o wyznaczenie cech ogólnych prom ie
niowania rozproszonego ram anowsko tak w stosunku do rozkładu natężeń, ja k i depolaryzacji, w podstaw owym przypadku rozproszenia światła spolaryzowanego prostolinjowo, a to w zw iązku z głównemi założeniami w spółczesnych teoryj tego zjaw iska.
R ozw ażm y wiązki rozproszone w kierunkach: a prostopadłym i b równoległym do kierunku w ektora elektrycznego E 0 św iatła padającego.
K ażd ą z ty ch w iązek rozłóżm y na składowe o natężeniach J a0, J a% dla pierwszej i J ba, J bn dla drugiej. Metoda doświadczalna, opisana w skrócie w p racy poprzedniej 3), pozw oliła m ierzyć cztery wyżej wymienione składowe.
W przypadku rozproszenia św iatła naturalnego D. P. R a y - C h a u d h u r i stw ierdził, iż natężenie w płaszczyźnie xy (fig. i) zm ie
nia się zgodnie z w ym ogam i założenia rozpraszania klasycznego.
d T r a v a i l p r é s e n t é au V I - è m e C o n g r è s des P h y s i c i e n s P o l o n a i s à V a r s o v i e , en s e p t e m b r e 3932.
2) P r a c a r e f e r o w a n a na V I Z j e ź d z i e F i z y k ó w P o l s k i c h w W a r s z a w i e , w e w r z e śniu 193 2.
3) S. P i e ń k o w s k i , A c t a P h y s . P o l . , I, 87— 91, 1932 (N. 1/2).
310 S. P I E Ń K O W S K I rozpraszaniu w kierunku a św iatła spolaryzow anego jest spraw'dzona p rzez doświadczenie, ja k to w yk azu ją liczb y kolum n czw artej i piątej
Zakład. F izy k i Doświadczalne7 Uniwersytetu Warszawskiego.
R ę k o p i s o t r z y m a n y d n ia 29 w r ześn ia 1932.
I. On sait que les raies obtenues dans la diffusion ram anienne sont en général polarisées. Leur dépolarisation q varie d ’une raie à l ’autre et dépend également de l ’état de polarisation de la lum ière incidente. Si on utilise la lum ière polarisée rectiligne l ’intensité et la dépolarisation
N O T E S S U R LA D I F F U S I O N R A M A N I E N N E D E L A LLTM I È R E 3 1 1
de la lum ière diffusée (d’une fréquence ramanienne donnée) dépendent en outre de la direction d ’observation par rapport au vecteur électrique de la lum ière incidente. En entreprenant l ’étude de la polarisation des raies ramaniennes dans certains cas particuliers, il m ’a paru intéressant de vérifier quelques caractères généraux de cette diffusion de la lum ière polarisée.
Soit F le faisceau de la lum ière incidente polarisée rectilignem ent et dont le vecteur électrique E 0 est parallèle à l ’axe des z.
L a lum ière diffusée dans la direction a de l ’axe des y perpendiculaire à E 0 est partiellem ent polarisée; ses composants sont J a- et Ja0. Les com posantes de la lumière diffusée dans la direction b parallèle au vecteur électrique E 0 sont J bn et J ba. La dépolarisation de la lum ière diffusée est définie par
¥ « ?» Jba
a- ■ h -tKZ ( i )
La m éthode expérim entale était conçue de façon à perm ettre la mesure de ces quatre com posantes J aG, J a-, ■ha. ¿ to E lle est décrite succinctem ent dans une note antérieure de l ’au teu r1). E lle a été utilisée également pour les mesures résumées ici avec quelques modifications d ’ordre technique.
*) S. P i e ń k o w s k i , A c t a P h v s i c a P o l o n i c a I, 87, 1932 (N. 1/2).
3 1 2 S. P I E Ń K O W S K I
2. Rem arquons tou t d ’abord que D. P. R a y - C h a u d h u r i 1) a fait une étude de la distribution de l ’intensité de la diffu sion ram a- nienne en fonction de l ’angle & form é entre la direction du faisceau incident et celle du faisceau diffusé. E n u tilisan t la lum ière naturelle cet auteur tro u ve que ses résultats sont en accord avec le calcu l classique de R a y l e i g h .
Il n ’est pas d o u teu x q u ’en u tilisan t la lum ière polarisée rectilign e on trouverait la distribution dans le plan des x y conform e au m êm e principe.
3. Dans le cas de la diffusion de la lum ière naturelle, la d istribu tion dans le plan y z sera évidem m ent parfaitem ent sym étrique autour du point 0. H en sera autrem ent si on u tilise la lum ière polarisée.
P l a c z e k 2) a développé une théorie de la diffusion ram anienne en adm ettant q u ’un cham p électrique E de l ’onde incidente induit dans une m olécule un moment électrique
(où a est un tenseur sym étrique), et en faisant interven ir un couplage électrique entre les électrons et les n o yau x atom iques ce qui rend com pte de l ’apparition des raies ram aniennes d ’oscillation. Les calculs donnent pour les com posantes M x, M y et M z:
où A désigne la somme des valeurs principales du tenseur a, et y son asym étrie.
Il en résulte que l ’intensité J a de la lum ière diffusée dans la direc
tion a perpendiculaire au vecteur E 0 sera toujours plus grande que celle
■\ diffusée dans la direction b parallèle à ce dernier. De plus, les dépo
larisations ça et Qb sont évidem m ent égalem ent différentes. L a dépo
larisation Qb de toutes les raies étudiées ici, diffusées parallèlem ent au vecteu r électrique E 0 a été trouvée voisine de l ’unité.
M = aE (2)
(5)
(4)
(3)
q D . P . R a y - C h a u d h u r i , Z S . f. P h y s . 72, 242, 1 9 3 1 ; 74, 5 74 , 1 9 3 2 . 2) G. P l a c z e k , L e i p z i g e r V o r t r ä g e , 1 9 3 1 , p. 7 1 — 106.
N O T E S S U R LA D I F F U S I O N R A M A N I E N N E D E LA L U M I È R E 3 1 3
V oici quelques nombres:
T a b l e a u i.
VR Qa i'b
c c q 3 1 3 0 , 6 6 0 , 9 6
2 1 7 0 , 6 7 o, 9 7
c s 2 8 0 2 0 , 2 6 0 , 9 5
6 5 9 0 , 2 6 0 , 9 2
c 6 H0 1 5 8 3 0 . 7 5 0 , 9 3
1 1 7 9 0 , 7 1 0 , 9 3
9 9 2 ( 0 , 1 0 0 , 9 0
Ce résultat est parfaitem ent conforme à la relation (4) de P 1 a c z e k.
4. Les composantes des faisceaux a et b ne sont pas indépendentes;
simples raisons de sym étrie nous amènent à la relation
Jaa = J bC (6)
qui peut être facilem ent soumise à une vérification expérim entale.
Le tableau II donne les intensités J ari et J ba en unités arbitraires.
La dernière colonne à été ajoutée à titre d ’indication de l ’intensité de la composante la plus forte.
T a b l e a u II.
VR J aa to
S*
c 6 h 6 3 0 5 9 4 3 4 4 7 8
3 0 6 2 9 6 1 0 0 2 5 7
1 1 8 0 6 8 6 8 9 3
6 0 5 5 2 5 5 1 0 0
C s 2 8 0 2 4 2 4 7 1 9 7
6 5 9 7 0 7 4 2 5 7
On voit que dans les lim ites de précision des mesures m icrophoto
m étriques l ’égalité ci-dessus se trouve vérifiée. On peut donc écrire:
J aa = J ba = J bK- (7)
5. Les relations données plus haut m ontrent clairem ent que le rap
port des intensités de deux faisceaux b et a est déterm iné par la
dépo-3 1 4 S. P I E Ń K O W S K I
larisation ça de la lum ière diffusée perpendiculairem ent au vecteur électrique E 0.
E n effet, Qa est définie par
o = ^ S -
a T
a li
D ’autre part:
Jb J b G ~\~ J(¡57
a a d a n
M oyennant la relation (6), on peut écrire:
Jb 2 J aa 2 ça
J = j r - j = • ( 8 )
a a d a.T ' a
L e tableau I I I donne quelques résultats des mesures.
T a b l e a u III.
VR 0"»a 0" n J j J a
Q h6 3062 0,36 0.3I 0,6
3059 0.55 0,70 0,8
2945 0,71 0,83 0,9
1583 ° . 75 0,86 0,9
605 0 . 7 3 0,84 0,8
c s . 2 802
659 ^ 0,26 0,41 0,4
C C 1 4 313 0,68 0,81 o,g
L a com paraison de nombres de deux dernières colonnes m ontre comment la relation est vérifiée par l ’expérience. L a raie diffusée dans la direction a perpendiculaire au vecteur E 0 et m ontrant une faible dépo
larisation ça sera faiblem ent diffusée dans la direction b parallèle au vecteu r E 0 et cette lum ière sera totalem ent dépolarisée.
6. Les form ules (3) et (4) de P 1 a c z e k donnent pour la valeur de oa:
D ’après cette form ule la valeur m axim a que peut atteindre Qa est:
Qa — °>75■ Or, dans les études de polarisation des raies ramaniennes provenant de la diffusion de la lum ière naturelle on trouve des nombres Qn — 1 et même çn y 1. Il était donc intéressant de vérifier, si la valeur
N O T E S S U R L A D I F F U S I O N R A M A N T E N N E D E L A L U M I È R E 3 1 5
théorique de Qa peut être effectivem ent surpassé. L a constatation cer
tain e d ’un tel fait entraînerait une m odification de 1 hypothèse fonda
m entale de l ’action unique de l ’onde par son cham p électrique ]). Dans ce but j ’ai choisi pour les mesures les raies connues par leur forte dépola
risation. Le tableau IV donne quelques nombres résultant de ces me
sures.
T a b l e a u IV.
VR e«
C 6 h6 1583 0,75
1 1 7 9 0,71
605 0,73
On vo it que m êm e dans ces cas la valeur théorique n est pas dé
passée.
Rem arquons d ’ailleurs que les mesures récentes de R. B a r 2), S. B h a g a v a n t a m 3) et d’autres ne confirm ent non plus les valeurs de on y 0,86.
N otons encore que la relation bien connue entre la dépolarisation gn des raies données par la diffusion de la lum ière naturelle et ga la dépolarisation des raies résultants de la diffusion de la lum ière rectiligne:
o = - - g g - ( i o )
" •*+<?«'
se trouve également en accord avec les résultats des mesures actuelles.
Le tableau V donne quelques nombres.
T a b l e a u V.
VR Qa 0 c a l c .n Qn m e s .
c 6 h, 605 0 , 7 3 0,84 0,8 B 1)
1584 o , 7 5 0,86 0,8 B
C C14 3 1 3 0,66 o , 7 9 0,8 B
2 1 7 0,67 0 , 7 9 0.8 B
1 U n e t e l l e p a r t i c u l a r i t é p a r a î t se m a n i fe s t e r d a n s c e r t a i n s c a s de l a flu o r e s c e n c e , c o m m e l ’ on t s i g n a l é S. W a w i l o w (Z S. f. P h . 5 5, 4 7 3, 1929) et F . P e r r i n, J . de P L . I I I , 1 63 5, 193 2 (sé an c e de 18. X I I . 31).
2) R . B ä r , H e l v . P h . A c t a , I V , 1 3 1 — 135, 1932.
3) S. B h a g a v a n t a m , I nd . J. of P h . , V I I , 79— 86, 1932.
3 1 6 S. P I E Ń K O W S K I
Si dans certains cas la concordance n ’est pas bonne il fa u t chercher l ’explication dans les conditions de mesures.
A insi par ex. la raie ram anienne 4 250, que l ’on obtient par la d iffu sion des raies du spectre de Hg dans C6 H 6 peut être attribuée à deux fréquences d ’oscillation v1= n 8 o et v2= ç ç 2 . Or les autres raies corre
spondants à la fréquence v1 perm etten t de fix er la valeur Qn— i , o x), celles correspondants à v2 la valeur: Qn = o , O j 2), Les mesures de (>a ont donné ça — o,4j, d ’où on a Qn = 0,62. On conclut de ces nombres que la raie en question résulte de la superposition de deux raies ramaniennes.
Pour la raie A 4659 du même spectre on a:
v r = 3 059, Qa = ° . 55, Qn = °,7°-
Or B h a g a v a n t a m trouve 1>n = 0,35 et C a b a n n e s Qa — 0,6.
D ’une façon analogue pour les deux fréquences: ’h — 659 et v2=802 de C S 2 B h a g a v a n t a m 3) trouve on= o ,2 , tandis que P i e ń k o w s k i 4) a déterm iné Qa = 0,26 ce qui conduit à la valeur de Qn — 0,41.
De cas analogues sont assez nom breux et dem andent de mesures nou
velles.
L ’ensemble des résultats de cette étude montre que les théories actuelles et en particulier celle de P ł a c z e k rendent com pte des p ar
ticularités de la diffusion ramanienne de la lum ière polarisée rectiligne.
Institut de Physique Expérimentale de l ’ Université de Varsovie.
M a n u s c r i t r e ç u l e 29 s e p t e m b r e 193 2.
b J- C a b a n n e s , C. R . i8y, 654, 1928 ( v a le u r p l u s p r o b a b l e 0,85).
2) S. B h a g a v a n t a m , I n d . J. of P h . VII, 79— 86, 19 3 2 (o = 0,07).
3) J. C a b a n n e s , C. R . 187, 654, 1928.
4) S. B h a g a v a n t a m , In d . J. of P h . V, 50, 1930.
A. Solían.