1612045808-897604033167dc1177d2605a042c8fec (533738), страница 33
Текст из файла (страница 33)
Приемник излучения, находящийся в какой-либо точке А, зафиксирует отдельную вспышку света в тот момент, когда фронт пройдет через эту точку. Отметим, что для возникновения излучения существенна нестационарность возму- щения среды полем пролетающей частицы. Если бы вместо одной частицы текла непрерывная заряженная жидкость, то и при скорости У)с/в излучение Вавилова — Черенкова не возникло бы. В случае пучка частиц статистические нерегулярности приводят к взаимной некогерентности излучений, создаваемых отдельными частицами, так что их интенсивности просто складываются.
Выше молчаливо предполагалось, что в среде отсутствует дисперсии. Существуюгцая в реальных средах зависимость показателя преломления и, следовательно, фазовой скорости света от частоты пр в/а(со) приводит к тому, что при заданной скорости У заряда черенковское излучение возможно только на частотах ог, для которых п(го)':>с/У. Поэтому спектр излучения Вавилова — Черенкова лежит преимущественно в видимой области, обрываясь на высоких частотах, когда из-за приближения показатели преломления к единице условие д(со) -с/У перестает выполняться. В частности, ни при какой скорости заряда в спектре черенковского излучения не может быть рентгеновских лучей, так как для них и( !. Излучаемый свет поляризован так, что напряженность электрического поля лежит в плоскости, образуемой лучом и направлением движения заряда.
нергия излучаемого света черпается из кинетической энергии движущегося заряда, скорость которого должна при этом уменьшаться. Но само по себе черенковское излучение отнюдь не связано с торможением электрона, ибо оно должно иметь место и при равномерном движении заряда со скоростью У)иу и/и. Конечно, такое равномерное движение вследствие потерь энергии на излучение не может быть движением по инерции, но в принципе эти потери всегда можно компенсировать с помощью постоянной внешней силы.
Если энергия частицы велика по сравнению с потерями на излучение, то роль этих потерь становится совершенно несущественной*. Поэтому приближение, при котором движение частицы, несмотря на излучение, считается равномерным, имеет широкую область применимости. Излучение будет происходить и тогда, когда заряд движется не в самом веществе, а вдоль оси проделанного в нем канала, параллельно краям узкой щели или просто параллельно границе Для возникновения волн в среде в таких условиях кроме прежнего условия У)о требуется ешс, чтобы диаметр канала или расстояние от траектории заряда до границы были меньше длины волны излучения.
Практическое применение излучение Вавилова — Черенкова получило в физике высоких энергий для регистрации быстрых заряженных частиц. На нем основано действие так называемых черен- * Потери зиергии вследствие излучеиия обычно гораздо меньше так иазываеиых иоииаациоииых иотерь, связаииых с возоуждеииеи и иоиизацией атомов вещества иролетаюгцей частицей ковских счетчиков, с помощью которых можно разделить релятивистские частицы, обладающие одинаковым импульсом, но разной массой и, следовательно, разной скоростью.
М ожет ли возникать излучение при равномерном движении заряженной частицы со скоростью, меньшей скорости света в среде? Из предыего рассмотрения напрашивается отрицательный вывод: при душ У~с/л вторичные волны от разных элементов объема вдол р ь т аектории гасят друг друга для любого направления наблюдения и только движение заряда с ускорением может привести к излу*. О како в среде для возникновения излучения важно не изменение самой скорости У заряда, а изменение отношен я ия этой скорости к фазовой скорости света У/ш Отсюда ясно, что излучение возникает и при постоянной скорости У заряда„ если вдоль его траектоп опии измениется показатель преломления. олного гашения когерентных волн от элементов объема в подобных условиях не происходит.
Именно такая ситуация складывается, например, при пересечении равномерно движущейся заряженной частицей границы ваку- и границы раздела двух сред. На возникающее В. Л. Гинзб гом при этом переходное излучение было указано В.. инз ургом и И. М. Франком в 1944 г., а первые экспериментальные результаты (с использованием протонов с энергией от 1 до 5 МэВ) были опубликованы только в 1939 г., хотя, как теперь ясно, такое свечение о наблюдалось на анодах рентгеновских трубок. случае хо ного пересечения зарядом границы металла происхождение пере д излучения становится особенно наглядным.
Когда заряженная частица находится в близи плоской поверхности металла, напряженность электрического поля вне металла совпадает с напряженностью поля диполя, образованного зарядом и его «электрическим изображением». В момент пересечения поверхности металла заряд и его изображение одновременно исчезают (поле заряда, находящегося в металле, практически полностью экранируется электронами проводимости). Возникающее при этом переходное излучение б ( ) точно таким же, как при мгновенной остановоудет !вне металлаг о ной точке двух движущихся навстречу зарядов противоположного знака, т.
е. эквивалентно соответствующему т р у юг ем то мозном излучению. Аналогичное явление можно наблюдать и при равномерном движении заряда (с досветовой скоростью) параллельно границе. Излучение возникает, если граница обладает некоторым рельефом, т. е. не представляет собой идеальную плоскость. В опытах Смита и Парселла (!953) электроны с энергией е(/ = 300 кэВ двигались е над поверхностью металлической дифракционной решетки с, периодом г(= 1,67 мкм перпендикулярно ее штрихам (рис. .
). Иззучеиие, возникающее ири столкиовеиии заряженных частиц, называют гормозмым, а ири ускореиии и д О действием магнитного наля — хииииготормозиьгм или (для релятивистских частиц) сиихротроииым. зээ -и и~ Отрицательный заряд электрона вместе с индуцироаанным положительным зарядом на поверхности металла (который можно заменить «изображени? — — л — ы ем» электрона) образуют диполь. Расстояние между обоими зарядами и, И ение при движении заряда следовательно, напольный момент при влоль рельефной поырхности равномерном движении электрОна со скоростью р изменяются периодически с периодом Т=сг/ьг, где Н вЂ” расстояние между штрихами решетки.
В результате возникает дипольное излучение. Так как излучающий диполь диижегся со скоростью $?, а лабораторной системе отсчета частота о?' и длина полны?с' излучаемого им света зависят (вследствие эффекта Доплера, см. $ 0.3) от направления наблюдения: '= Л) — Р з0/с) Х'= ((с?и — з0) Для 0=15' расчет по этой формуле дает Х'=0,5 мкм, что соответствует видимой области. Траектория электронов имеет аид,светящейся полосы, цвет которой изменяется а заннсимостн От угла наблюдения О. Контрольные вопросы г? и При каких условиях равномерное движение заряда сопровождветсн излчением? у И К Какое влияние оказывает дисперсия среды на черенковское излучение? Почему в его спектре не может быть реиггеиовскик лучей? Г мо жег ли возникать излучение прн равномерном движении заряда в среде со скоростью, меньшей скорости света? ОТРАЖЕНИЕ И ПРЕЛОМЛЕНИЕ СВЕТА НА ГРАНИЦЕ ° Когда свет достигает грани цы раздела двух сред с разными оптическими свойствами (или границы среды с вакуумом), он частично прокодит во вторую среду, изменяя направление в случае наклонного падения, и частично возвращается в первую среду.
Направление отраженного и преломленного света описывается хороню известными законами геометрической оптики. Однако зти законы ничего не говорят о поляризации и интенсивности о'траженного и преломленного света. В данной главе ответ на эти вопросы (как и вывод известнык законов отражения и преломления) дается на основе электромагнитной теории света. ° Появление преломленной и отраженной световых волн на границе раздела сред обусловлено теми же физическими причинамн, что и изменение фвзовой скорости волны при ее распространеним в неограниченной среде по сравнению со скоростью света в вакууме: электрическое поле падающей волны раскачивает вкодящие в состав вещества среды заряженные частицы, которые становятся источниками вторичных волн. Задача нахождения отраженной и преломленной волн, возникающих в результате сзюжения этих ногерентных вторичных волн, может быть решена в рамках макроскопичесиой электродинамики, т.е.
с помощью уравнений Максвелла и феноменологических материальных уравнений, в которых среды рассматриваются как сплошные, а их оптические свойства задаются показателями преломления. При этом законы отражения и преломления, а также выра'- жаемые формулами Френеля соотношения между амплитудами и фазами падающей, отраженной и преломленной волн получаются как следствие граничнык условий для электромагнитного поля, вытекающих из уравнений Максвелла. З.Е Знкены етрмиегщя и иреяемнении снеги Л ! Контур интсгрироввиии для получения граничных условий Закономерности отражения и преломления света относятся к наиболее ранним экспериментальным открын еще рхимеду; тиям в оптике.
Закон отражения был известен е А открытие закона преломления связывают с именами Снеллиуса н Декарта. Для получения этих законов на основе электромагнитной теории рассмотрим идеализированный случай бесконечной плоской границы раздела двух неподвижных однородных изотропных сред, каждая из которых занимает целое полупространство. Пусть в одной из этих сред задана приходящая из бесконечности плоская моно- хроматическая волна.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
