Optik pp 298-420 | Cite as

Molekulare Optik

  • Max Born

Zusammenfassung

Bis zu dieser Stelle haben wir als physikalische Grundlagen der Optik nichts anderes benutzt als die Maxwellschen Gleichungen (unter Berücksichtigung der Anisotropie des dielektrischen Verhaltens) ; man hat sie als Resultate der Kenntnis der Gesetze des makroskopischen elektromagnetischen Feldes in Leitern und Nichtleitern anzusehen. Doch genügen diese Grundlagen keineswegs zur Darstellung aller optischen Erscheinungen, sondern müssen durch Einführung der Grundbegriffe der Atomistik verfeinert werden. Es handelt sich dabei um zwei verschiedene Gesichtspunkte. Der erste ist folgender:

Das Licht ist eine so feine Sonde zur Erforschung der Substanzen, daß dabei die nicht homogene Struktur, die „molekulare Körnigkeit“ der Materie, bereits merklich in Erscheinung tritt. Das zeigt sich vor allem darin, daß eine ebene Welle, die aus dem Vakuum in einen durchsichtigen Körper tritt, in diesem nicht ohne Verlust fortgepflanzt wird, sondern eine Streuung erfährt. Ferner werden isotrope Substanzen optisch doppelbrechend, wenn man sie in elektrische oder magnetische Felder bringt, ein Vorgang, der offenbar mit der Ausrichtung der Moleküle in den Feldern zusammenhängt.

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Literatur

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  13. 1.
    Siehe etwa P. P. Ewald: Kristalle und Röntgenstrahlen. Berlin 1923; ferner auch das auf S. 328 zitierte Buch von Born.MATHCrossRefGoogle Scholar
  14. 1.
    Siehe das auf S. 328 zitierte Buch von M. Born: Atomtheorie des festen Zustandes, Kap. V.Google Scholar
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  18. 1.
    Die Werte in den folgenden Tabellen sind nach Angaben in Landolt-Börnstein: Physikalisch-Chemische Tabellen 5. Aufl. (Berlin 1923) von W. Weppner neu berechnet worden.Google Scholar
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  20. 1.
    Siehe M. Born u. P. Jordan: Elementare Quantenmechanik, Kap. Iv, $ 30. Berlin 1930.MATHGoogle Scholar
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  29. 2.
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  30. 3.
    Da durchsichtige Körper immer nur scnwacn magne tisier bar a abe die wirkende Feldstärke H mit der gegebenen äußeren H gleichsetzen.Google Scholar
  31. 1.
    Nach dem auf S. 353 zit. Artikel von R. Ladenburg: S. 2160.Google Scholar
  32. 1.
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  34. 1b.
    T. F. Sirks: Ebenda Bd. 14 (1913) S. 340.Google Scholar
  35. 2.
    Nach R. Ladenburg, S. 2162.Google Scholar
  36. 1.
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  37. 1a.
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  39. 1.
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  43. 1c.
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  44. 1.
    Die erste Theorie des Kerreffekts stammt von W. Voigt [Lehrb. d. Magneto- u. Elektrooptik, S. 353. Leipzig u. Berlin 1908]. Sie berücksichtigt nur den direkten Einfluß des Feldes auf den Deformierungstensor, also unsere Konstante b0 von $ 77 (27a). Die orientierende Wirkung des Feldes hat bereits Kerr selbst [Philos. Mag. Bd. 50 (1875) S. 446] zur Erklärung der von ihm gefundenen Doppelbrechung herangezogen. P. Langevin [Ann. Chim. et Phys. Bd. 5 (1905) S. 70; Le Radium Bd. 7 (1910) S. 249], J. J. Larmor [Philos. Trans. Roy. Soc., Lond. (A) Bd. 190 (1897) S. 232] u. a. haben sodann diese Orientierungstheorie mathematisch durchgeführt, aber nur für den Fall, daß das Molekül kein elektrisches Moment hat; es handelt sich dabei also nur um die Glieder unserer Konstanten b1 von $ 77 (27b), die übrig bleiben, wenn man p0 = 0 setzt. Der allgemeine Fall unter Berücksichtigung des elektrischen Eigenmomentes wurde von M. Born [Abh. Berl. Akad. 1916 S. 614, spez. S.647; Ann. Physik (4) Bd. 55 (1918) S. 177, spez. S. 215] behandelt. Hier erscheint außer Zusatzgliedern zu b1 auch die Konstante b2 von $ 77 (27 c) und damit die Temperaturabhängigkeit in der allgemeinen Form $ 77 (25b).Google Scholar
  45. 1.
    Die Tabelle ist entnommen aus MüLler-Pouillet: Lehrb. d. Physik, 11. Aufl., Bbd. 11, 2. Hälfte, 2. Teil, S. 2218.Google Scholar
  46. 2.
    Nach den Messungen von O. D. Tauern [Ann. Physik Bd. 32 (1910) S. 1064] mechanische Doppelbrechung ist nach F. Pockels Untersuchungen [Göttinger Abh. Bd. 39 (1893)] schon abgezogen.Google Scholar
  47. 3.
    Die Nummern geben die Fabrikationsnummern der Schmelze an.Google Scholar
  48. 1.
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  49. 2.
    Nach H. A. Stuart: über den Kerreffekt usw. Teil Ii, S. 538.Google Scholar
  50. 1.
    Nach H. A. Stuart: über den Kerreffekt usw. Teil Ii, S. 538.Google Scholar
  51. 1.
    H. Abraham u. J. Lemoine: C. R. Acad. Sci., Paris Bd. 129 (1899) S. 5.Google Scholar
  52. 2.
    Besonderes Verdienst bei der technischen Durchführung hat A. Karolus [Physik. Z. Bd. 29 (1928) S. 698].Google Scholar
  53. 3.
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  54. 1.
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  55. 1.
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  56. 1a.
    Lord Rayleigh: Philos. Mag. (5) Bd. 47 (1899) S. 375; Sci. Pap. Bur. Stand. Bd. I Nr 8, 9, Bd. Ii Nr 247.MATHGoogle Scholar
  57. 1.
    Für kolloidale Teilchen wurde eine Erklärung der Depolarisation wohl zuerst von R. Gans [Ann. Physik (4) Bd. 37 (1912) S. 881] gegeben, indem die Teilchen als leitende Ellipsoide angenommen wurden. Unabhängig davon wurde die Depolarisation bei molekularer Streuung von M. Born [Verh. dtsch. physik. Ges. 1917 S. 243] aus dem allgemeinen Ansatz eines tensoriellen Zusammenhanges zwischen erregender Feldstärke und elektrischem Moment abgeleitet und in einer zweiten Arbeit [ebenda 1918 S. 16] verallgemeinert und für spezielle Molekülmodelle durchgerechnet. Später hat dann R. Gans [Ann. Physik (4) Bd. 62 (1920) S. 3 31] die Depolarisation zur Bestimmung der Form ultramikroskopischer Teilchen benutzt und schließlich auch zur Bestimmung der Asymmetrie von Molekülen [ebenda Bd. 65 (1921) S. 97]. Hieran schließt sich eine beträchtliche Literatur hervorragende Forscher auf dem Gebiete der Lichtstreuung sind neben Gans vor allem Cabannes und Raman. Eine zusammenfassende Darstellung gibt J. Cabannes: La diffusion moléculaire de la lumière. Paris 1929.Google Scholar
  58. 1.
    Nach H. A. Stuart: Kerreffekt und Molekülhau. S. 366Google Scholar
  59. 2.
    Nach H. A. Stuart: Z. Physik Bd. 55 (1929) S. 367.ADSGoogle Scholar
  60. 1.
    Vgl. auch die Tabellen des Depolarisationsgrades in J. Cabannes: La diffusion moléculaire. S. 87 – 89. Paris 1929. oder in Landolt-Börnstein: 1. C. S. 88 ff.Google Scholar
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  67. 7.
    J. R. Rao: Indian J. Phys. Bd. 21 (1927) S. 61.Google Scholar
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  69. 1.
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  70. 1.
    Nach H. A. Stuart: Kerreffekt und Molekülbau; Kerreffekt in Gasen und Dämpfen; Ergebn. exakt. Naturwiss. Bd. 10; K. L. Wolf, G. Briegleb u. H. A. Stuart: Z. physik. Chem. Bd. 6 (1929) S. 163.Google Scholar
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  78. 1.
    Neuere Untersuchungen über die Streuung in Kristallen sind ausgeführt von G. Landsberg, Z. Physik Bd. 43 (1927) S. 773;ADSCrossRefGoogle Scholar
  79. 1.
    Neuere Untersuchungen über die Streuung in Kristallen sind ausgeführt von G. Landsberg, Z. Physik Bd. 45 (1927) S. 442;ADSCrossRefGoogle Scholar
  80. 1a.
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    C. V. Raman u. K. S. Krishnan: Indian J. Phys. Bd. 2 (1928) S. 399;Google Scholar
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    C. V. Raman u. K. S. Krishnan: Proc. Roy. Soc., Lond. Bd. 122 (1929) S. 23.ADSCrossRefGoogle Scholar
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    Für eingehenderes Studium verweisen wir auf K. W. F. Kohlrausch: Der Smekal-Raman-Effekt. Berlin 1931.CrossRefGoogle Scholar
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    Im Gegensatz zu Atomen.Google Scholar
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    M. Born, W. Heisenberg u. P. Jordan: Z. Physik Bd. 35 (1926) S. 557ADSMATHCrossRefGoogle Scholar
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    Nach der Kramers-Heisenbergschen Dispersionstheorie ist der Effekt von C. Manne-Back [Z. Physik Bd. 62 (1930) S. 224] und J. H. Van Vleck [Proc. Nat. Ac. Amer. Bd. 15 (1929) S. 754] berechnet worden. übrigens knüpfen die Arbeiten Placzeks (s. Anm. 3) an die Mannebackschen Untersuchungen an.Google Scholar
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    J. Cabannes: C. R. Acad. Sci., Paris Bd. 186 (1928) S. 1714;Google Scholar
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  97. 1.
    Wir können auf diese Theorie der “Richtungsquantelung” nicht eingehen und verweisen auf die Lehrbücher der Quantentheorie, z. B. A. Sommerfeld: Atombau und Spektrallinien. 5. Aufl. Braunschweig 1931.Google Scholar
  98. 1.
    Der Entdecker des Ramaneffekts hat geglaubt, daß die beobachtete Umkehr des Drehsinns bei zirkularem Licht auf elementarem Wege unverständlich und nur durch den “Spin” des Lichtquants erklärbar sei [C. V. Raman und S. Bhagavantam, Ind. Journ. Phys. Bd. 6, S. 353 (1931); Nature, Bd. 128 (1931) S. 727; s. auch S. Bhagavantam, Ind. Tourn. Phvs. Bd. 7. S. 107. (1932).Google Scholar
  99. 1a.
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    Allerdings nicht nur bei solchen: Die theoretische Bedingung des Auftretens des Drehvermögens von Kristallen ist, wie wir sehen werden, das Fehlen eines Symmetriezentrums, (s. S. 418); bei Molekülen darf außerdem keine Symmetrieebene oder Drehspiegelachse auftreten (s. S. 410).Google Scholar
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    Daß zwei zirkulare Wellen an Prismen unter verschiedenen Winkeln entsprechend den Brechungsindizes n+ und n- gebrochen werden, ist an Zuckerlösungen von E. v. Fleischl (s. $ 84 S. 418 Anm. 1) direkt nachgewiesen worden, und zwar nach einer Methode, die Fresnel für aktive Kristalle ersonnen hat.Google Scholar
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    Wir wollen hier anmerken, was sich andert, wenn man die Zusatzgliederbeim magnetischen Moment berücksichtigt. Es wird G2 ein viel komplizierterer Ausdruck in den Komponenten von, und zwar, wenn man wieder in der VoIGTschen Näherung rechnet und in den Zusatzgliedern ε x = ε y = ε = n2 setzt, ist G2 eine allgemeine Form vierten Grades in aus der sich nicht mehr wie oben in Formel (8) die Wurzel ziehen läßt. G selbst erscheint also nicht als quadratische Form, sondern als Wurzel einer Form vierten Grades. Die Koeffizienten dieser Form vierten Grades aber sind quadratische Kombinationen der Koeffizienten des (unsymmetrischen) Tensors gxy Die möglichen Symmetriefälle lassen sich also wiederum durch Diskussion dieses Tensors erschöpfen.Google Scholar
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Copyright information

© Springer-Verlag Berlin · Heidelberg 1965

Authors and Affiliations

  • Max Born
    • 1
  1. 1.Theoretischen PhysikUniversität GöttingenDeutschland

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