нижнее белье для полных
მედიცინის კვლევები

   Велика Радянська Енциклопедія

Черенкова-Вавілова випромінювання

   
 

Черенкова-Вавілова випромінювання, Черенкова-Вавилова ефект, випромінювання світла електрично зарядженою часткою, що виникає при її русі в середовищі зі швидкістю, що перевищує фазову швидкість світла в цьому середовищі (швидкість поширення світлових хвиль). Виявлено в 1934 П. А. Живцевим при дослідженні гамма-люмінесценції розчинів як слабке блакитне свічення рідин під дією гамма-променів. Вже перші експерименти Черенкова, зроблені за ініціативою С. І. Вавилова , виявили ряд характерних особливостей випромінювання: свічення спостерігається у всіх чистих прозорих рідин, причому яскравість мало залежить від їх хімічного складу, випромінювання має поляризацію з переважною орієнтацією електричного вектора вздовж напрямку первинного пучка, при цьому на відміну від люмінесценції не спостерігається ні температурного, ні домішкового гасіння (див. Гасіння люмінесценції ). На підставі цих даних Вавіловим було зроблено основоположне твердження, що виявлене явище - НЕ люмінесценція рідини, а світло випромінюють рухомі в ній швидкі електрони ( такі електрони виникають під дією гамма-променів в результаті Комптона ефекту ). Тому правильніше називати це явище випромінюванням (ефектом) Вавілова - Черенкова на відміну від прийнятого, особливо в зарубіжній літературі, назви "ефект Черенкова". Ч. - Ст і. характерно і для твердих тіл.

Різні види свічення, що викликається гамма-променями, спостерігалися після відкриття радію неодноразово, зокрема, світіння рідин під дією гамма-променів досліджувалося (1926-29) французьким вченим М. Л. Малле, що отримав фотографії його спектру. Однак доказів того, що це явище нове, не було, не встановлено було і найбільш характерна властивість випромінювання (виявлене Живцевим в 1936) - його спрямованість під гострим кутом до швидкості частинки.

Механізм явища був з'ясований в роботі І. Є. Тамма і І. М. Франка (1937), що містила і кількісну теорію, засновану на рівняннях класичної електродинаміки. До тих же результатів привело і квантове розгляд (В. Л. Гінзбург , 1940).

Умова виникнення Ч.-В. і. і його спрямованість можуть бути пояснені за допомогою Гюйгенса - Френеля принципу . Для цього кожну точку траєкторії зарядженої частки (наприклад, А, В, С, D, рис. 1 и 2) слід вважати джерелом хвилі, що виникає в момент проходження через неї заряду. В оптично ізотропному середовищі такі парціальні хвилі будуть сферичними, тому що вони поширюються в усі боки з однаковою швидкістю u = с / n (тут с - швидкість світла у вакуумі, а п - показник заломлення світла даного середовища). Припустимо, що частка, рухаючись зі швидкістю u, в момент спостереження перебувала в точці Є. За t секунд до цього вона проходила через точку А (відстань до неї від Е одно u t). Отже, хвиля, випущене із А, до моменту спостереження представиться сферою радіусу R = ut (на рис. 1 і 2 їй відповідає коло 1). З точок В, С, D світло було испущен у все більш і більш пізні моменти часу, і хвилі з них представляють кола 2, 3, 4. За принципом Гюйгенса парціальні хвилі гасять один одного в результаті інтерференції усюди, за винятком їх загальної огинаючої, якої відповідає хвильова поверхня світла, що поширюється в середовищі.

Нехай швидкість частки u менше швидкості світла u в середовищі ( рис. 1 ). Тоді світло, що поширюється вперед, буде обганяти частку на тим більшу відстань, чим раніше він випущений. Загальною обвідної парціальні хвилі при цьому не мають - всі кола 1, 2, 3, 4 лежать одна усередині іншої. Це відповідає тому очевидному факту, що електричний заряд при рівномірному і прямолінійному русі зі швидкістю, меншою швидкості світла в середовищі, не повинен випромінювати світло. Однак положення інше, якщо

u> u = c / n , або b n> 1 (1)

(де b = u / c ), тобто якщо частка рухається швидше світлових хвиль. Відповідні їм сфери перетинаються ( рис. 2 ). Їх загальна огинає (хвилева поверхня) - конус з вершиною в точці E, що збігається з миттєвим положенням частки, а нормалі до створюючих конуса визначають хвилеві вектори (тобто напрям поширення світла). Кут, який складає хвилевий вектор з напрямом руху частки (див. рис. 2 ), задовольняє співвідношенню:

cos q = u / u = c / nu = 1 / b n. (2)

Такий же метод розгляду можна провести і для оптично анізотропних середовищ. При цьому потрібно враховувати, що швидкість світла в цьому середовищі залежить від напряму його поширення, тому парціальні хвилі не є сферами. У цьому випадку звичайному і незвичайному променям відповідатимуть різні конуси і випромінювання виникатиме під різними кутами q до напрямку поширення частинки згідно співвідношенню (2). Умова (1) для оптично анізотропних середовищ формулюється трохи інакше. У всіх випадках основні формули теорії добре узгоджуються з досвідом.

Теорія показала, що в оптично ізотропному середовищі частка з зарядом е, що пройшла відстань в 1 см зі швидкістю u > u , випромінює енергію:

? (3)

w = 2 nc / l - циклічна частота світла, l - довжина хвилі випромінюваного світла у вакуумі). подинтегральних вираз визначає розподіл енергії в спектрі Ч. - Ст і., а область інтегрування обмежена умовою (1).

Ч. - Ст і. виникає при русі не тільки електрона в середовищі, але і будь зарядженої частинки, якщо для неї виконується умова (1). Для електронів в рідинах і твердих тілах умова (1) починає виконуватися вже при енергіях ~ 10 5 ев (такі енергії мають багато електронів радіоактивних процесів). Більш важкі частки повинні володіти більшою енергією, наприклад протон, маса якого в ~ 2000 раз більше електронною, для досягнення необхідної швидкості повинен володіти енергією ~ 10 8 ев (такі протони можна отримати тільки в сучасних прискорювачах).

На основі Ч. - Ст і. розроблені експериментальні методи, які широко застосовуються в ядерній фізиці як для реєстрації часток, так і для вивчення їх природи (див. Черенковський лічильник ). Вимірювання q в середовищі (радіаторі) з відомим п або визначення порогу випромінювання дозволяють отримувати з рівняння (2) або умови (1) швидкість частки. Встановивши швидкість частки і визначивши її енергію по відхиленню в магнітному полі, можна розрахувати масу частинки (це було, наприклад, використано при відкритті антипротона). Для ультрарелятивістських частинок умова (1) починає виконуватися вже в стислих газах (газові черенковськие лічильники). Ч. - Ст і., що виникає в атмосфері Землі, служить для вивчення космічних променів.

Ч. - Ст і. може спостерігатися в чистому вигляді лише в ідеальних випадках, коли частка рухається з постійною швидкістю в радіаторі необмеженої довжини. При перетині часткою поверхні радіатора виникає т.з.. перехідне випромінювання. Воно було теоретично передбачене Гінзбургом і Франком (1946) і згодом досліджено експериментально. Сутність його полягає в тому, що електромагнітне поле частки у вакуумі і в середовищі різні. Будь-яка зміна поля частки завжди приводить до випромінювання світла. При гальмівному випромінюванні , наприклад, воно викликається зміною швидкості частинки, а в разі перехідного випромінювання тим, що міняються електромагнітні властивості середовища уздовж траєкторії частинки. У тонкому радіаторі, що задовольняє умові (1), перехідне випромінювання певною мірою невіддільно від Ч.-В. та. В непрозорих для світла речовинах виникає на їх кордоні перехідне випромінювання відіграє домінуючу роль, т.к. інтенсивність Ч. - Ст і. знижена його поглинанням. Перехідне випромінювання виникає і тоді, коли не виконана умова (1) (наприклад, при малих швидкостях частинки або, навпаки, при випромінюванні ультрарелятивістською частинки в області частот рентгенівського спектру, де n <1 і, отже, завжди b n <1). Інтенсивність перехідного випромінювання мала і зазвичай недостатня для реєстрації окремої частки. Для ефективної його реєстрації може бути використано підсумовування випромінювання частки при послідовному перетині нею декількох кордонів розділу.

У 1940 Е. Фермі узагальнив теорію Ч. - Ст і., взявши до уваги, що реальна середу має здатність поглинати світло принаймні в деяких областях спектра. Отримані ним результати внесли істотні уточнення в теорію т. н. іонізаційних втрат зарядженими частками (ефект поляризації середовища).

Ч. - Ст і. є прикладом оптики "надсвітових" швидкостей і має принципове значення. Ч. - Ст і. експериментально і теоретично вивчено не тільки в оптично ізотропних середовищах, а й в кристалах (оптично анізотропні середовища), теоретично розглянуто випромінювання електричних і магнітних диполів і мультиполів. Очікувані властивості випромінювання рухомого магнітного заряду були використані для пошуків магнітного монополя. Розглянуто випромінювання частки в каналі усередині середовища (наприклад, випромінювання пучка часток усередині хвилеводу). При Ч. - Ст і. нові особливості набуває Доплера ефект в середовищі : з'являються т. н. аномальний і складний ефекти Доплера. Можна вважати, що всяка система часток, здатна взаємодіяти з електромагнітним полем, буде випромінювати світло за рахунок своєї кінетичної енергії, якщо її швидкість перевищує фазову швидкість світла.

Теоретичні уявлення, що лежать в основі Ч.-В. та., тісно пов'язані з ін явищами, що мають значення в сучасній фізиці (хвилі Маха в акустиці, питання стійкості руху часток в плазмі і генерації в ній хвиль, деякі проблеми теорії прискорювачів частинок, а також генерація і посилення електромагнітних хвиль).

Літ.: Черенков П. А., Видиме свічення чистих рідин під дією g-радіації, «Докл. АН СРСР", 1934, т. 2,? 8: Вавилов С. І., Про можливі причини синього l-свічення рідин, там же; Тамм І. Е., Франк І. М., Когерентне випромінювання швидкого електрона в середовищі, там же, 1937, т. 14,? 3; Черенков П. А., Тамм І. Е., Франк І. М., Нобелівські лекції, М., 1960; Джеллі Дж., Черенковськоє випромінювання і його застосування, пров. з англ., М., 1960; Зрелов В. П., Випромінювання Вавілова - Черенкова і його застосування у фізиці високих енергій, ч. 1 - 2, М., 1968.

© І. М. Франк.





Виберіть першу букву в назві статті:

а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я

Повний політерний каталог статей


 

Алфавітний каталог статей

  а б в г д е ё ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ы э ю я
 


 
енциклопедія  біляші  морс  шашлик  качка