第6章电磁波散射测量-sunist.ppt

第 6 章 电磁波散射测量 6.1.1 单个自由电子对电磁波的散射 入射电磁波被带电粒子散射的过程可有两种观点来处理：经典；量子的。 散射波在单位立体角上的散射功率： 其中 Ss 是玻印廷矢量， 微分散射截面： 矢量积的大小： 因此总散射截面（Thomson ）： 6.1.2 低温、无磁场等离子体的散射 等离子体对入射波的散射可看成是在下列条件下多个电子对入射波散射的叠加： 电子运动速度远小于光速，相对论效应可忽略； 完全电离等离子体，瑞利散射和拉曼散射可忽略； 离子贡献可忽略（但离子是参与散射过程的，它以集体运动方式影响 电子行为）； 入射波频率 因而等离子体吸收和折射效应可忽略； 入射波功率不足以影响等离子体轨道运动， 除入射波的电磁场外，无其他电磁场。 这时仍可用上述方法来计算散射波场，但现在必须考虑各波间相位关系。 低温、无磁场等离子体的散射（2） 其中 6.1.3 低温、有磁场等离子体的散射 6.1.4 热涨落相干散射 Salpeter Approximation 散射实验举例 * 6.1 电磁波的散射理论 6.1.1 单个自由电子对电磁波的散射 6.1.2 低温、无磁场等离子体的散射 6.1.3 低温、有磁场等离子体的散射 6.1.4 热涨落相干散射 6.2 Thomson 散射实验中的若干问题 6.2.1 非相干散射实验安排 6.2.2 实例 6.3 超热相干散射 经典图像：带电粒子在入射电磁波作用下振荡，发出同频次级电磁波（散射波）。 量子图像：带电粒子在入射光子作用，光子被弹回（bounce off）。 理论表明，只要相互作用时二者的平均动量变化可忽略，结果与经典图像一致。其条件： 这种散射称为 Thomson Scattering。 反之，若光子能量足够高，上述条件不成立，此时散射结果将大不一样，称为Compton Scattering。 在高温等离子体中，上述经典条件在绝大多数情形下总是满足的。 根据经典辐射理论，加速运动电荷产生的辐射电场为 这里 t′是指式中所有时间量中的时间均取推迟时间 。 若不考虑入射波对电子轨道的影响，则有 故 散射电场的振幅 由此可见， 散射截面极其小，基本不存在发生多次散射的可能性；要探测 Thomson scattering, 必须要有强辐射源。 散射界面与入射波长无关。 散射电场的相角： 式中 即散射波是一个多普勒频移的电磁波，其对入射波的频移和差分散射波矢为 由此可见，如果散射体积中 ne 是均匀分布的，则散射总功率为零。 这说明，我们探测到的散射信号只能是由电子密度涨落引起的。 两类涨落： 电子随机密度涨落， 等离子体集体振荡引起的涨落。 在 Ne0lD3 1 情形下，等离子体行为主要由二粒子相互作用决定，粒子分布可写成平衡量与微扰项之和，经拉氏变换和一系列运算后，我们有 这是由电子热运动引起的多普勒频率展宽。从散射功率的表达式可见，一定立体角上的散射功率与散射体积内的电子数 N 成正比。 这个结果在物理上是很清楚的：当 a 1 时，散射特征长度 K－1 远小于德拜长度，这时在德拜球内对各个电子的散射贡献求和时，不同位置上电子的相位差别很大而且变化很快，因此它们的交叉项贡献平均为零，每个电子对散射的贡献是独立加和的，故称其为非相干散射。 由上述公式可见：(1) 只要实验上测出散射谱的半高全宽，就可以求得 Te。 (2) 对所有频率积分，就可以求得单位立体角上的散射总功率。这样，只要在实验上绝对测量 s 方向上的散射 dW 立体角内的散射功率，就可以得到 ne。 实际考虑： 但由于散射功率非常小（见下面定量估计），实际上我们很难详细测得散射功率谱。通常做法：将测量结果与一维 Maxwell 分布作最佳拟合，从而给出电子温度。 由前述公式知，散射功率 Ps 与入射功率 Pi 的比值为 假定 ne = 1020 m－3, ls = 1 cm, DW = 10－2 sr，re = 2.82 ×10－15 m 则 Ps / Pi = 10－13。这就是为什么所有非相干散射实验均采用大功率脉冲激光源的根本原因。 前节讨论的是 a 1 的情形。当 a ~ 1 或 1 时，电子间的相关效应不可忽略，这时需要用动力学方法求解。由前述，散射功率谱为 其中 完整的散射谱有如左图