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inferiores às da ressonância ele responde como se fosse o caso estático,
F = K x , na
mesma freqüência da luz incidente. Isso significa que a freqüência da luz incidente é
alta demais para forçar as vibrações dos núcleos mas é capaz de colocar os elétrons em
oscilação, conforme representado na Figura 85. Entretanto é a oscilação do dipolo
núcleo + elétron que irradia ondas eletromagnéticas e a vibração natural do núcleo
modula a um dipolo que, com o núcleo parado, vibraria na freqüência do elétron, igual
à do fóton incidente.
Amplitude de oscilação
ω núcleo
ω laser
ω elétron
Freqüência
Figura 85. Freqüências de ressonância do núcleo e elétron relacionada à freqüência de emissão
do laser.
A polarização do dipolo é função das coordenadas nucleares, que não
respondem ao campo elétrico incidente, mas vibram naturalmente com a freqüência do
fônon, x = x + δ x cos( ω t)
, e da eletrônica, que acompanha o campo incidente,
n
no
n
fônon
x
e
= x + δx
( E)
cos( ωt)
. Expandindo a polarização em série de Taylor até termos
eo
e
cruzados de segunda ordem em x
n
e x
e
, obtemos:
∂P
∂P
Px ( e , xn) = Px ( eo , xno) + δxe( E)cos( ω t) + δxn cos( ω fônon t)
+
∂xe
∂xn
2
(4. 1)
∂ P
δxe( E) δxncos( ωfônont)cos( ωt)
∂x
∂x
e
n
Se o material não é ferroelétrico, o primeiro termo, uma polarização
permanente, é nulo. O segundo termo, que irradia na mesma freqüência do fóton
incidente, é o espalhamento elástico de Rayleigh. O terceiro, da vibração do núcleo,
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