Mie hajumine

Mie hajumine ehk Mie teooria on elektromagnetlainete hajumine kõige lihtsama kujuga isotroopsetelt osakestelt ehk sfääridelt, mille mõõtmed on vähemalt kümnendik nähtavast lainepikkusest. Teooria järgi peavad need osakesed paiknema homogeenses dielektrilises keskkonnas. Looduses esineb Mie hajumine osakestel, mille murdumisnäitaja on suurem kui üks. Kui muuta lainepikkust, muutub ka murdumisnäitaja. Mie teooria on saanud nimetuse oma arendaja füüsik Gustav Mie (1867–1957) järgi. Kuigi oli ka teisi, kes varem samalaadseid probleeme lahendasid, nagu näiteks Taani füüsik Ludvig Lorenz, ei saanud nende artiklid nii palju tähelepanu kui Gustav Mie oma. Kui osakesele langeva valguskiire lainepikkus on samas suurusjärgus osakese diameetriga, siis valgus interakteerub osakese ristlõikepindalaga, mis on suurem kui geomeetriline ristlõige osakesel. Geomeetrilise ristlõike all mõeldakse siin efektiivset piirkonda, kus toimub neeldumine või hajumine. Muutes mõjuva välja ristlõike suurust saame Mie teooria kaudu leida osakese geomeetrilise ristlõike C s c a t {\displaystyle C_{scat}} . Sageli jagatakse see väärtus osakese ristlõikepindalaga, et väljendada hajumise efektiivsuse parameetrit Q s c a t {\displaystyle Q_{scat}} . Kuigi elektromagnetlainete hajumist sfäärilistelt osakestelt nimetatakse Mie teooriaks, polnud Gustav Mie esimene sellise probleemi püstitaja. Enne teda tegelesid sarnaste nähtustega teisedki teadlased, seetõttu on vanemates teadusallikates nimetatud neid lahendusi ka Lorenzi-Mie-Debye teooriaks ja Lorenzi-Mie teooriaks. Kaks nimetatud teooriat pole sisu poolest küll päris samad mis Mie teooria. Kui sfäärilisele osakesele langeb elektromagnetlaine, siis iga elektron osakeses hakkab võnkuma selle elektromagnetlainega samas faasis. Võnkuvad elektronid kujutavad osakese sees elektrilist dipoolmomenti. Vastavalt elektromagnetismile kiirgab võnkuv elektron elektromagnetilist kiirgust samal sagedusel nagu võnkuv elektron. See kiirgus kajastabki hajuvat valgust. Teisalt, kui osakese mõõtmed on suuremad või samas suurusjärgus nähtava lainepikkusega, siis hakkavad elektronid eri osades erinevalt võnkuma. See omakorda põhjustab hajutatud valguse interferentsi, mis tekib eri osades olevatelt elektronidelt. Sellest sõltuvalt erineb hajutatud valguse amplituud ja nurkjaotus elektrilisest dipoolmomendist.Järelikult võib Mie teooriat kujutada kui teooriat, mis seletab, kuidas valgus hajub suurematelt osakestelt elektrilise dipoolmomendi, kvadrupoolmomendi või veel kõrgemat järku kiirgamisvõimaluste superpositsioonina. Selline lähenemisviis kehtib ka magnetväljade osakeste puhul. Enamik tänapäevastest lahendustest Mie teooria jaoks sarnanevad matemaatiliste seeriate lähendamisega Maxwelli võrranditele. Seeriate lahendamiseks kasutatakse mitmeid programmipakette, kus saab arvutada Mie teooria väärtusi (Fortran, Matlab, Mathematica,C). Peale valguse hajumise võimaldavad need programmipaketid arvutada matemaatilisete seeriate abil faasi hajumise funktsiooni, neeldumist, ekstinktsiooni, neeldumise efektiivsust ja muid sarnaseid parameetreid. Lisaks sfääriliste osakestele, saab sel viisil nende programmipakettidega leida eelnevaid parameetreid kontsentrilistele sfääridele, lõpmatu suurusega silindritele, sfäärilistele klastritele ja silindrilistele klastritele. On ka valemeid ellipsoidiliste osakeste parameetrite arvutamiseks. Veelgi üldisema kujuga osakeste puhul sobib arvutamiseks T-maatriks, kuid see meetod toetub Maxwelli võrrandite lähendamisele. Nii Rayleigh' hajumine kui ka Mie hajumine on elektromagnetlaine elastne hajumine osakestelt. Põhiline erinevus nende kahe vahel on see, et Rayleigh' hajumine toimub ainult valguskiire lainepikkusest palju väiksemate osakeste puhul. Seega võib Mie hajumist vaadelda kui selle probleemi lahenduse jätku. Rayleigh' teooria kehtib osakestele, mille mõõtmed on vahemikus a ≪ λ 2 π n m | m | {\displaystyle a\ll {\frac {\lambda }{2\pi n_{m}|m|}}} | m | {\displaystyle |m|} tähistab osakese absoluutset murdumisnäitajat ning n m {\displaystyle n_{m}} keskkonna murdumisnäitajat. Reaalsete parameetritega peaks Rayleigh' hajumine töötama kulla osakeste puhul kuni osakesteni, mille mõõtmed on 40 nm. Osakese dimensioonitu karakteerse mõõtme parameeter avaldub raadiuse a ja sellele langeva lainepikkuse λ suhtes järgnevalt: x = 2 π n m λ {\displaystyle x={\frac {2\pi n_{m}}{\lambda }}} n m {\displaystyle n_{m}} /λ on pealelangeva valguse dispersioon. Osake võib aga olla ka kompleksse murdumisnäitajaga, mispuhul see avaldub kui m = ( n + i k ) {\displaystyle m=(n+ik)} Kui valgusenergia läbib osakest, saab selle muutumiskiiruse kindlaks määrata, rakendades kompleksset Poyntingi vektori seadust. Selle seaduse kasutamisel saab leida hajumise ja ekstinktsiooni läbilõiked, mis avalduvad suhetena C e x t = W e x t I i n c {\displaystyle C_{ext}={\frac {W_{ext}}{I_{inc}}}} C s c a t = W s c a t I i n c {\displaystyle C_{scat}={\frac {W_{scat}}{I_{inc}}}} , kus I i n c {\displaystyle I_{inc}} tähistab intensiivsust alguspunktis. W s c a t {\displaystyle W_{scat}} ning W e x t {\displaystyle W_{ext}} on vastavalt hajunud ja ekstinktsiooni energia, mille valemid on järgmised: W s c a = 1 2 R e ∫ 0 2 π ∫ 0 π ( E s c a × H s c a ∗ ) r 2 sin ⁡ ( θ ) d θ d ϕ   = 1 2 R e ∫ 0 2 π ∫ 0 π ( E s c a , θ × H s c a , ϕ ∗ − E s c a , ϕ × H s c a , θ ∗ ) r 2 sin ⁡ ( θ ) d θ d ϕ   {\displaystyle W_{sca}={\frac {1}{2}}Re\int _{0}^{2\pi }\int _{0}^{\pi }(E_{sca}\times H_{sca}^{*})r^{2}\sin(\theta )d\theta \,d\phi \ ={\frac {1}{2}}Re\int _{0}^{2\pi }\int _{0}^{\pi }(E_{sca,\theta }\times H_{sca,\phi }^{*}-E_{sca,\phi }\times H_{sca,\theta }^{*})r^{2}\sin(\theta )d\theta \,d\phi \ } W e x t = 1 2 R e ∫ 0 2 π ∫ 0 π ( E i n c × H s c a ∗ ) r 2 sin ⁡ ( θ ) d θ d ϕ   {\displaystyle W_{ext}={\frac {1}{2}}Re\int _{0}^{2\pi }\int _{0}^{\pi }(E_{inc}\times H_{sca}^{*})r^{2}\sin(\theta )d\theta \,d\phi \ } Neelatud energia on seotud hajunud ja ekstinktsiooni energiatega W a b s = W e x t − W s c a {\displaystyle W_{abs}=W_{ext}-W_{sca}} . Kasutades eelnevat nelja valemit üksteise suhtes, saab hajunud ja ekstinktsiooni läbilõike valemid: C s c a = 2 π k 2 ∑ l = 1 ∞ ( 2 l + 1 ) ( a l | H l , m | 2 + b l | F l , m | 2 ) {\displaystyle C_{sca}={\frac {2\pi }{k^{2}}}\sum _{l=1}^{\infty }(2l+1)(a_{l}|H_{l,m}|^{2}+b_{l}|F_{l,m}|^{2})} C e x t = 2 π k 2 ∑ l = 1 ∞ R e ( 2 l + 1 ) ( a l | H l , m | 2 + b l | F l , m | 2 ) {\displaystyle C_{ext}={\frac {2\pi }{k^{2}}}\sum _{l=1}^{\infty }Re(2l+1)(a_{l}|H_{l,m}|^{2}+b_{l}|F_{l,m}|^{2})} Lihtsustuseks on kasutatud k = 2 π n m λ {\displaystyle k={\frac {2\pi n_{m}}{\lambda }}} . Pöördenurga funktsioonide F l , m {\displaystyle F_{l,m}} ja H l , m {\displaystyle H_{l,m}} valemid on järgmised: F l , m = 2 l ( l + 1 ) ∑ m = − l l ( l − m ) ! ( l + m ) ! | ρ l , m | 2 {\displaystyle F_{l,m}={\frac {2}{l}}(l+1)\sum _{m=-l}^{l}{\frac {(l-m)!}{(l+m)!}}|\rho _{l,m}|^{2}} H l , m = 2 l ( l + 1 ) ∑ m = − l l ( l − m ) ! ( l + m ) ! | T l , m | 2 {\displaystyle H_{l,m}={\frac {2}{l}}(l+1)\sum _{m=-l}^{l}{\frac {(l-m)!}{(l+m)!}}|T_{l,m}|^{2}} ρ l , m = d P l , m d θ {\displaystyle \rho _{l,m}={\frac {dP_{l,m}}{d\theta }}} ja T l , m = m P l , m sin ⁡ ( θ ) {\displaystyle T_{l,m}=m{\frac {P_{l,m}}{\sin(\theta )}}} θ {\displaystyle \theta } kujutab valguse hajumisnurka ja P l , m {\displaystyle P_{l,m}} on Legendre'i polünoom, mida kasutatakse rekursiivsetes funktsioonides. Nurgast sõltuvaid Legendre'i polünoome saab arvutada järgmiste valemitega: P l + 1 m = 1 l − m + 1 ( ( 2 l + 1 ) cos ⁡ ( θ ) P l m − ( l + m ) P l − 1 m ) {\displaystyle P_{l+1}^{m}={\frac {1}{l-m+1}}((2l+1)\cos(\theta )P_{l}^{m}-(l+m)P_{l-1}^{m})} m P l , m sin ⁡ ( θ ) = 1 2 cos ⁡ ( θ ) ( P l m + 1 + ( l ( l + 1 ) − m ( m − 1 ) ) P l m − 1 ) {\displaystyle m{\frac {P_{l,m}}{\sin(\theta )}}={\frac {1}{2\cos(\theta )}}(P_{l}^{m+1}+(l(l+1)-m(m-1))P_{l}^{m-1})} d P l , m d θ = 1 2 ( l − m + 1 ( l + m ) P l m − 1 + P l m + 1 ) {\displaystyle {\frac {dP_{l,m}}{d\theta }}={\frac {1}{2}}(l-m+1(l+m)P_{l}^{m-1}+P_{l}^{m+1})} Legendre'i polünoomide algsete väärtuste arvutamiseks saab kasutada valemeid P l m ( x ) = ( − 1 ) m ( 1 − x 2 ) m / 2 d m d x m ( P l ( x ) ) {\displaystyle P_{l}^{m}(x)=(-1)^{m}(1-x^{2})^{m/2}{\frac {d^{m}}{dx^{m}}}(P_{l}(x))} P l ( x ) = 1 2 l l ! d l d x l [ ( x 2 − 1 ) l ] , {\displaystyle P_{l}(x)={\frac {1}{2^{l}l!}}{\frac {d^{l}}{dx^{l}}}\left[(x^{2}-1)^{l}\right],} kus tasalainete korral peab arvestama ainult esimest järku ( m = 1 ) {\displaystyle (m=1)} . Seejärel taanduvad hajunud ja ekstinktsiooni läbilõike valemid kujule: C s c a = 2 π k 2 ∑ l = 1 ∞ ( 2 l + 1 ) ( | a l , m | 2 + | b l , m | 2 ) {\displaystyle C_{sca}={\frac {2\pi }{k^{2}}}\sum _{l=1}^{\infty }(2l+1)(|a_{l,m}|^{2}+|b_{l,m}|^{2})} C e x t = 2 π k 2 ∑ l = 1 ∞ R e ( 2 l + 1 ) ( | a l , m | 2 + | b l , m | 2 ) {\displaystyle C_{ext}={\frac {2\pi }{k^{2}}}\sum _{l=1}^{\infty }Re(2l+1)(|a_{l,m}|^{2}+|b_{l,m}|^{2})} Tuleb rõhutada, et lühiajaliste lainete puhul, mille ergastamise langemisnurk on tasapinna suhtes suurem kui null, lisandub veel nurga parameetreid, mis muudab valemi pikemaks. Mie koefitsiendid a {\displaystyle a} ja b , {\displaystyle b,} mis põhjustavad hajunud välja laienemist, saab leida ääretingimustest, mis rahuldaksid Maxwelli võrrandeid. Lahendades need ära, võib jõuda tulemusele: a n = ψ n ′ ( m x ) ψ ( x ) − m ψ n ( m x ) ψ n ′ ( x ) m ψ n ′ ( m x ) ξ ( x ) − m ψ n ( m x ) ξ ′ ( x ) {\displaystyle a_{n}={\frac {\psi '_{n}(mx)\psi (x)-m\psi _{n}(mx)\psi '_{n}(x)}{m\psi '_{n}(mx)\xi (x)-m\psi _{n}(mx)\xi '(x)}}} b n = m ψ n ′ ( m x ) ψ ( x ) − ψ n ( m x ) ψ n ′ ( x ) m ψ n ′ ( m x ) ξ ( x ) − ψ n ( m x ) ξ ′ ( x ) {\displaystyle b_{n}={\frac {m\psi '_{n}(mx)\psi (x)-\psi _{n}(mx)\psi '_{n}(x)}{m\psi '_{n}(mx)\xi (x)-\psi _{n}(mx)\xi '(x)}}} ψ ( z ) l = π z 2 J ( z ) l + 0.5 {\displaystyle \psi (z)_{l}={\sqrt {\pi {\frac {z}{2}}}}J(z)_{l+0.5}} ja ξ ( z ) l = π z 2 ( J ( z ) l + 0.5 + i N ( z ) l + 0.5 ) {\displaystyle \xi (z)_{l}={\sqrt {\pi {\frac {z}{2}}}}(J(z)_{l+0.5}+iN(z)_{l+0.5})} on Riccati-Besseli võrrandid ning ψ ′ ( z ) {\displaystyle \psi '(z)} ja ξ ′ ( z ) {\displaystyle \xi '(z)} on nende esimest järku tuletised. J {\displaystyle J} on vastavalt esimest järku sfääriline Besseli funktsioon ning N {\displaystyle N} on teist järku sfääriline Besseli võrrand. Kui keskkond ise on kompleksse murdumisnäitajaga, tuleb võrrandeid modifitseerida. Mie hajumine ei ole tugevalt valguse lainepikkusest sõltuv ja just seetõttu võib näha näiteks rünkpilvi valgetena ning udu valkjashallina. Pilvede aluspind on aga valguse neeldumise tõttu tumedam. Teiseks sõltub valguse hajumine lumel temperatuurist, seega on sulamispiirist madalamal temperatuuril pilved ja udu valgemad. Hajumine ise jaotatakse elastseks ja mitteelastseks. Rayleigh ja Mie hajumine on elastsed, sest osakeste põrgete tulemusel jääb laine kuju samasuguseks. Vastasel juhul võiks Rayleigh' hajumist mõista kui õhus olevatelt osakestelt saadavat soojuskiirgust ja Mie hajumist kui pilvedelt ja udult saadavat soojuskiirgust. Mie hajumine on oluline metroloogilises optikas, kus nähtava valguslaine ja osakeste vahelised suhted on karakteersed väärtused probleemidele, mis sõltuvad keskkonna hägususest ja valguse hajumisest pilvedelt. Samuti aitab Mie teooria mõista tavapäraste ainete (nt piim, kude ja udu) välimust. Mie teooria valemite abil püütakse iseloomustada osakesi vastavalt nende hajumisele. Metalliliste osakeste puhul proovitakse üles leida vastavalt osakese suurusest sõltuv lokaliseeritud plasmonresonants. Kui osake on piisavalt väike, siis tekib Rayleigh' hajumisteooria järgi spektris ainult üks resonants. Suurendades raadiust, suureneb võimalike resonantsolukordade arv vastavalt sellele, kui mitu elektrilise dipooli järku leidub. Viimastel aastatel on proovitud rakendada hajumise valemeid ning uurida, kuidas tõsta päikesepaneelide efektiivsust. Üks võimalus selleks on lisada kullast nanoosakesi ja vastavalt nende suurustele tuleb mängu Mie või Rayleigh' hajumine. Mie teooriat on samuti kasutatud valguse hajumise määramiseks, et leida, kas tegemist on terve või vähktõbise rakuga. Mie teooria alusel on valmistatud dielektrilisi metamaterjale. Metamaterjal on materjal, mida looduses ei leidu ja millel võib olla negatiivne magnetiline läbitavus. Need metamaterjalid koosnevad kolmemõõtmelistest komposiitidest, kas metallist või mittemetallist. Komposiidid on perioodiliselt või juhuslikult kokku pakitud madala magnetilise läbitavusega maatriksiks. Sellises skeemis on negatiivsed olemuslikud parameetrid loodud nii, et need tekiks Mie resonantsolukordade ümbruses.Efektiivne magnetiline läbitavus tekib selliste olukordade ümbruses, kus esineb Mie elektrilise dipooli hajumise koefitsient. Efektiivne dielektriline läbitavus aga tekib selliste olukordade ümbruses, kus esineb Mie magnetilise dipooli hajumise koefitsient. Iga metallist nanoosakese puhul tekib plasmonresonants erineval lainepikkusel. Osakese diameetri suurendamisel toimub aga punanihe ehk resonantsi tipu nihkumine paremale. Samal ajal tekivad erinevad dipoolid. Kui on veel teada hajunud valguse intensiivsus, siis saab kasutada Beeri-Lamberti seadust, et määrata uuritavate osakeste kontsentratsiooni. Hajumine Rayleigh' hajumine S. T. Surjikov "Mie Scattering". www.thermopedia.com Gustav Mie ""Beiträge zur Optik trüber Medien, speziell kolloidaler Metallösungen"" (1908), onlinelibrary.wiley.com/ . Roger H. French "Mie theory", www.lrsm.upenn.edu/~frenchrh/index.htm Wolfram Hergert, Thomas Wriedt Mie Theory 1908–2008 Present developments and Interdisciplinary aspects. (Germany 15–17 September 2008) Yguerabide J,Yguerabide EE. "Light-scattering submicroscopic particles as highly fluorescent analogs and their use as tracer labels in clinical and biological applications" Analytical Biochemistry Volume 262, Issue 2 (September 1999) S. Wolf, N.V. Voshchinnikov "Mie scattering by ensembles of particles with very large size parameters", Computer Physics Communications Volume 162, Issue 2 (15 September 2004) Li na Ng "Mie Manipulation of particles on optical waveguides/chapter 3", A thesis submitted for the degree of Doctor of Philosophy, September 2000, www.orc.soton.ac.uk/index.html Rayleigh and Mie Scattering". hyperphysics.phy-astr.gsu.edu Ulrich J. Krull "Localized surface plasmon resonance: Nanostructures, bioassays and biosensing" (November 2011). – Analytica Chimica Acta volume 706 pages 8–24 Qian Zhao, Ji Zhou, Fuli Zhang, Didier Lippens "Mie resonance-based dielectric metamaterials" (2009). – Materials Today 12(12) Mieplot – arvutiprogramm, millega saab leida hajumist sfääris Mie & Deye seeriate alusel MieCalc – vabalt seadistatav programm valguse hajumise arvutusteks Kollektsioon valguse hajumise koodidest