ВАВИ́ЛОВА – ЧЕРЕНКО́ВА ИЗЛУЧЕ́НИЕ

ВАВИ́ЛОВА – ЧЕРЕНКО́ВА ИЗЛУЧЕ́НИЕ (Ва­ви­ло­ва – Че­рен­ко­ва эф­фект, Че­рен­ко­ва – Ва­ви­ло­ва из­лу­че­ние), из­лу­че­ние све­та элек­три­че­ски за­ря­жен­ной час­ти­цей при её дви­же­нии в сре­де со ско­ро­стью, пре­вы­шаю­щей фа­зо­вую ско­рость све­та в этой сре­де. Об­на­ру­же­но в 1934 П. А. Че­рен­ко­вым при ис­сле­до­ва­нии лю­ми­нес­цен­ции рас­тво­ров как сла­бое го­лу­бое све­че­ние жид­ко­стей под дей­ст­ви­ем гам­ма-из­лу­че­ния. Экс­пе­ри­мен­ты, осу­ще­ст­в­лён­ные Че­рен­ко­вым по ини­циа­ти­ве и при уча­стии С. И. Ва­ви­ло­ва, вы­яви­ли ха­рак­тер­ные осо­бен­но­сти об­на­ру­жен­но­го яв­ле­ния: све­че­ние на­блю­да­ет­ся у всех чис­тых про­зрач­ных жид­ко­стей, при­чём яр­кость его сла­бо за­ви­сит от хи­мич. со­ста­ва жид­ко­сти, оно на­прав­ле­но под ост­рым уг­лом к пер­вич­но­му из­лу­че­нию и об­ла­да­ет ха­рак­тер­ной по­ля­ри­за­ци­ей, при этом не на­блю­да­ют­ся про­цес­сы ту­ше­ния, при­су­щие лю­ми­нес­цен­ции. На ос­но­ва­нии ре­зуль­та­тов ис­сле­до­ва­ний Ва­ви­лов сде­лал ос­но­во­по­ла­гаю­щее ут­вер­жде­ние: об­на­ру­жен но­вый тип из­лу­че­ния, ко­то­рое ис­пус­ка­ют дви­жу­щие­ся в жид­ко­сти бы­ст­рые элек­т­роны; та­кие элек­тро­ны ге­не­ри­ру­ют­ся в ве­ще­ст­ве под дей­ст­ви­ем гам­ма-из­лу­че­ния в ре­зуль­та­те Ком­пто­на эф­фек­та. (Све­че­ние жид­ко­стей под дей­ст­ви­ем гам­ма-из­лу­че­ния на­блю­да­лось ещё в 1920-х гг., од­на­ко не бы­ли ус­та­нов­ле­ны его осо­бен­но­сти и не бы­ла до­ка­за­на но­виз­на яв­ле­ния.)

Ко­ли­че­ст­вен­ная и ка­че­ст­вен­ная тео­рия В.–Ч. и., ос­но­ван­ная на урав­не­ни­ях клас­сич. элек­тро­ди­на­ми­ки, пред­ло­же­на в 1937 И. Е. Там­мом и И. М. Фран­ком, кван­то­вую тео­рию раз­ра­бо­тал в 1940 В. Л. Гинз­бург. Ус­ло­вия воз­ник­но­ве­ния В.–Ч. и. и его на­прав­лен­ность мо­гут быть по­яс­не­ны с по­мо­щью Гюй­ген­са – Фре­не­ля прин­ци­па. Ка­ж­дая точ­ка тра­ек­то­рии за­ря­жен­ной час­ти­цы (напр., точ­ки $A, B, C, D$ на рис. 1 и 2), со­глас­но это­му прин­ци­пу, яв­ля­ет­ся ис­точ­ни­ком вол­ны, воз­ни­каю­щей в мо­мент про­хо­ж­де­ния че­рез неё за­ря­жен­ной час­ти­цы. В оп­ти­че­ски изо­троп­ной сре­де та­кие вол­ны бу­дут сфе­ри­че­ски­ми, т. к. они рас­про­стра­ня­ют­ся во все сто­ро­ны с оди­на­ко­вой ско­ро­стью $u=c/n$, где $c$ - ско­рость све­та в ва­куу­ме, $n$ - по­ка­за­тель пре­лом­ле­ния сре­ды. Ес­ли час­ти­ца, дви­жу­щая­ся со ско­ро­стью $v$, на­хо­дит­ся в мо­мент на­блю­де­ния в точ­ке $E$, то за $t$ се­кунд до это­го она на­хо­ди­лась в точ­ке $A$, т. е. на рас­стоя­нии от $E$, рав­ном $vt$. Сле­до­ва­тель­но, вол­на, ис­пу­щен­ная из точ­ки $A$, к мо­мен­ту на­блю­де­ния бу­дет пред­став­лять со­бой сфе­ру ра­диу­са $R=ut$ (ок­руж­ность $1$ на рис. 1). Вол­ны, ис­пу­щен­ные из то­чек $B, C, D$, в мо­мент вре­ме­ни $t$ бу­дут пред­став­ле­ны ок­руж­но­стя­ми $2, 3, 4$. По прин­ци­пу Гюй­ген­са та­кие пар­ци­аль­ные вол­ны в ре­зуль­та­те ин­тер­фе­рен­ции га­сят друг дру­га всю­ду, за ис­клю­че­ни­ем их оги­баю­щей, ко­то­рой со­от­вет­ст­ву­ет вол­но­вая по­верх­ность, рас­про­стра­няю­щая­ся в сре­де.

Рис. 1. Движение заряженной частицы в среде со скоростью ${v \lt u}$. Окружности ${1, 2, 3, 4}$ -  положения парциальных волн, испущенных частицей из точек ${A, B, C, D}$ соответственно.

Ес­ли ско­рость час­ти­цы $v$ мень­ше ско­ро­сти све­та $u$ в дан­ной сре­де, то пар­ци­аль­ные вол­ны об­щей оги­баю­щей не име­ют (рис. 1), т. к. они с те­че­ни­ем вре­ме­ни всё боль­ше об­го­ня­ют час­ти­цу. В этом слу­чае элек­трич. за­ряд, дви­га­ясь рав­но­мер­но и пря­мо­ли­ней­но, элек­тро­маг­нит­ное из­лу­че­ние не ис­пус­ка­ет.

В слу­чае ко­гда

$$v\gt u=c/n, или\;\beta n\gt1\qquad(1)$$

Рис. 2. Движение заряженной частицы в среде со скоростью $v \gt u$; $\theta$ – угол между направлением волнового вектора возникающего излучения и скоростью частицы.

(где $\beta = v/c$), т. е. ко­гда час­ти­ца дви­жет­ся бы­ст­рее, чем рас­про­стра­ня­ют­ся све­то­вые вол­ны в сре­де, со­от­вет­ст­вую­щие им сфе­ры пе­ре­се­ка­ют­ся (рис. 2) и их об­щая оги­баю­щая (вол­но­вая по­верх­ность) об­ра­зу­ет ко­нус с вер­ши­ной в точ­ке $E$, где в дан­ный мо­мент на­хо­дит­ся час­ти­ца. Нор­маль к об­ра­зую­щим ко­ну­са оп­ре­де­ля­ет вол­но­вые век­то­ры, т. е. на­прав­ле­ние рас­про­стра­не­ния ис­пус­кае­мо­го час­ти­цей из­лу­че­ния. Угол ме­ж­ду вол­но­вым век­то­ром и на­прав­ле­ни­ем дви­же­ния час­ти­цы удов­ле­тво­ря­ет со­от­но­ше­нию:

$$\cos \theta = u/v=c/(nv)=1/(\beta n).\qquad(2)$$

(Для оп­ти­че­ски ани­зо­троп­ных сред из­лу­че­ние воз­ни­ка­ет под дву­мя разл. уг­ла­ми к на­прав­ле­нию дви­же­ния час­ти­цы, со­от­вет­ст­вую­щи­ми обык­но­вен­но­му и необык­но­вен­но­му лу­чам.) В оп­ти­че­ски изо­троп­ной сре­де час­ти­ца с за­ря­дом $e$, про­шед­шая рас­стоя­ние в 1 см со ско­ро­стью $v \gt u$, из­лу­ча­ет энер­гию

$$E=(e/c)^2 \int\limits_{\beta n(\omega) \gt 1} \, \omega[1-1/{\{ \beta n(\omega)\}}^2] d\omega \qquad(3)$$

(где $\omega = 2nc/\lambda$ – цик­ли­че­ская час­то­та из­лу­че­ния, $\lambda$ – его дли­на вол­ны в ва­куу­ме). По­дын­те­граль­ное вы­ра­же­ние опи­сы­ва­ет рас­пре­де­ле­ние энер­гии в спек­тре В.–Ч. и., а об­ласть ин­тег­ри­ро­ва­ния ог­ра­ни­че­на ус­ло­ви­ем $(1)$.

В.–Ч. и. воз­ни­ка­ет при дви­же­нии лю­бой за­ря­жен­ной час­ти­цы в сре­де, ес­ли для неё вы­пол­ня­ет­ся ус­ло­вие $(1)$. Для элек­тро­нов это ус­ло­вие вы­пол­ня­ет­ся уже при энер­ги­ях по­ряд­ка 10⁵ эВ (та­ки­ми энер­гия­ми об­ла­да­ют мн. элек­тро­ны ра­дио­ак­тив­ных про­цес­сов). Бо­лее тя­жё­лые час­ти­цы долж­ны иметь бо­лее вы­со­кую энер­гию, напр. про­тон – энер­гию по­ряд­ка 10⁸ эВ.

На ос­но­ве В.–Ч. и. раз­ра­бо­та­ны экс­пе­рим. ме­то­ды для ре­ги­ст­ра­ции час­тиц и изу­че­ния их при­ро­ды (см. Че­рен­ков­ский счёт­чик). Из­ме­ре­ние уг­ла $\theta$ в сре­де с из­вест­ным $n$ по­зво­ля­ет ус­та­но­вить по фор­му­ле $(1)$ или $(2)$ ско­рость час­ти­цы. Оп­ре­де­лив ско­рость и энер­гию час­ти­цы, мож­но по от­кло­не­нию её тра­ек­то­рии в маг­нит­ном по­ле рас­счи­тать мас­су час­ти­цы (так бы­ла ус­та­нов­ле­на мас­са ан­ти­про­то­на при его от­кры­тии). Для очень бы­ст­рых час­тиц ус­ло­вие $(1)$ на­чи­на­ет вы­пол­нять­ся уже в сжа­тых га­зах (га­зо­вые че­рен­ков­ские счёт­чи­ки). В.–Ч. и., воз­ни­каю­щее при дви­же­нии час­тиц кос­мич. лу­чей в ат­мо­сфе­ре, ис­поль­зу­ет­ся для их изу­че­ния.

В.–Ч. и. в чис­том ви­де мо­жет на­блю­дать­ся толь­ко в том слу­чае, ко­гда час­ти­ца дви­жет­ся с по­сто­ян­ной ско­ро­стью в не­ог­ра­ни­чен­ной од­но­род­ной сре­де. При пе­ре­се­че­нии гра­ниц сред воз­ни­ка­ет пе­ре­ход­ное из­лу­че­ние. При из­ме­не­нии ско­ро­сти час­ти­цы воз­ни­ка­ет тор­моз­ное из­лу­че­ние. В 1940 Э. Фер­ми внёс в тео­рию В.–Ч. и. су­ще­ст­вен­ные уточ­не­ния, при­няв во вни­ма­ние спо­соб­ность ре­аль­ной сре­ды по­гло­щать свет, по край­ней ме­ре, в не­ко­то­рых об­лас­тях спек­тра.

В.–Ч. и. – при­мер оп­ти­ки «сверх­све­то­вых» ско­ро­стей. Оно экс­пе­ри­мен­таль­но изу­че­но в разл. сре­дах, тео­ре­ти­че­ски рас­смот­ре­но из­лу­че­ние элек­трич. и маг­нит­ных ди­по­лей и муль­ти­по­лей. Ожи­дае­мые свой­ст­ва из­лу­че­ния дви­жу­ще­го­ся маг­нит­но­го за­ря­да ис­поль­зо­ва­лись для по­ис­ков маг­нит­но­го мо­но­по­ля. Рас­смот­ре­но из­лу­че­ние час­ти­цы в ка­нале сре­ды (напр., в вол­но­во­де). При В.–Ч. и. но­вые осо­бен­но­сти при­об­ре­та­ет До­п­ле­ра эф­фект в сре­де: по­яв­ля­ют­ся т. н. ано­маль­ный и слож­ный эф­фек­ты До­п­ле­ра. Мож­но по­ла­гать, что вся­кая сис­те­ма час­тиц, спо­соб­ная взаи­мо­дей­ст­во­вать с элек­тро­маг­нит­ным по­лем, бу­дет из­лу­чать свет за счёт сво­ей ки­не­тич. энер­гии, ес­ли её ско­рость пре­вы­ша­ет фа­зо­вую ско­рость све­та. Тео­ре­тич. пред­став­ле­ния, ле­жа­щие в ос­но­ве В.–Ч. и., тес­но свя­за­ны с др. про­бле­ма­ми совр. фи­зи­ки – вол­на­ми Ма­ха в аку­сти­ке, во­про­са­ми ус­той­чи­во­сти дви­же­ния час­тиц в плаз­ме и ге­не­ра­ции в ней волн, ге­не­ра­ци­ей и уси­ле­ни­ем элек­тро­маг­нит­ных волн и т. д.

За от­кры­тие и соз­да­ние тео­рии В.– Ч. и. в 1958 И. Е. Тамм, И. М. Франк и П. А. Че­рен­ков удо­стое­ны Но­бе­лев­ской пр. В.–Ч. и. в за­ру­беж­ной лит-ре на­зы­ва­ют че­рен­ков­ским из­лу­че­ни­ем.