ИЗЛУЧЕ́НИЕ
-
Рубрика: Физика
-
-
Скопировать библиографическую ссылку:
ИЗЛУЧЕ́НИЕ электромагнитное, 1) в классич. электродинамике – процесс образования свободного электромагнитного поля, происходящий при взаимодействии электрически заряженных частиц (или их систем); в квантовой теории – процесс рождения (испускания) фотонов при изменении состояния квантовой системы; 2) свободное электромагнитное поле – электромагнитные волны.
Основы классич. теории И. – электродинамики – заложены в 1-й пол. 19 в. в работах М. Фарадея и Дж. К. Максвелла, который развил идеи Фарадея, придав законам И. строгую математич. форму. Из Максвелла уравнений следовало, что электромагнитные волны в вакууме в любой системе отсчёта распространяются с одной скоростью – со скоростью света с = 3·108 м/с. Теория Максвелла объяснила мн. физич. явления, объединила оптич., электрич. и магнитные явления, стала основой электротехники и радиотехники, но ряд явлений (напр., спектры атомов и молекул) удалось объяснить только после создания квантовой теории И., основы которой заложили М. Планк, А. Эйнштейн, Н. Бор, П. Дирак и др. Полное обоснование теория И. получила в квантовой электродинамике, которая была завершена в 1950-х гг. в работах Р. Ф. Фейнмана, Дж. Швингера, Ф. Дайсона и др.
Характеристики процесса И. и свободного электромагнитного поля (интенсивность излучения, спектр И., распределение в нём энергии, плотность потока энергии И. и др.) зависят от свойств излучающей заряженной частицы (или системы частиц) и условий взаимодействия её с электрическими и/или магнитными полями, приводящего к И. Так, при прохождении заряженной частицы в веществе в результате взаимодействия с атомами вещества скорость частицы изменяется и она испускает т. н. тормозное И. (см. ниже). Свободное электромагнитное поле в зависимости от диапазона длин волн $λ$ называют радиоизлучением (см. Радиоволны), инфракрасным излучением, оптическим излучением, ультрафиолетовым излучением, рентгеновским излучением, гамма-излучением.
Электромагнитное поле равномерно и прямолинейно движущейся в вакууме заряженной частицы на далёких от неё расстояниях пренебрежимо мало, и можно сказать, что увлекаемое ею поле движется вместе с ней с той же скоростью. Свойства такого собств. поля заряженной частицы зависят от величины и направления её скорости и не меняются, если она постоянна; такая частица не излучает. Если скорость заряженной частицы изменилась (напр., при столкновении с др. частицей), то собств. поле до и после изменения скорости различно – при изменении скорости собств. поле перестраивается так, что часть его отрывается и уже не связана с заряженной частицей – становится свободным полем. Т. о., образование электромагнитных волн происходит при изменении скорости заряженной частицы; причины изменения скорости разнообразны, в соответствии с этим возникают разл. типы И. (тормозное, магнитотормозное и т. п.). И. системы частиц зависит от её структуры; оно может быть аналогично И. частицы, представлять собой И. диполя (дипольное излучение) или мультиполя (мультипольное излучение).
При аннигиляции электрона и позитрона (см. Аннигиляция и рождение пар) также образуется свободное электромагнитное поле (фотоны). Энергия и импульс аннигилирующих частиц сохраняются, т. е. передаются электромагнитному полю. Это означает, что поле И. всегда обладает энергией и импульсом.
Образовавшиеся в процессе И. электромагнитные волны образуют поток уходящей от источника энергии, плотность которого $\boldsymbol{S}(\boldsymbol {r}, t)$ (Пойнтинга вектор – энергия, протекающая за единицу времени через единичную поверхность, перпендикулярную потоку) в момент времени $t$ на расстоянии $\boldsymbol r$ от излучающей заряженной частицы пропорциональна векторному произведению напряжённостей магнитного $\boldsymbol{H}(\boldsymbol{r},t)$ и электрического $\boldsymbol{E}(\boldsymbol{r},t)$ полей:
$$\boldsymbol{S}(\boldsymbol{r}, t) = (c/4π)[\boldsymbol{E}(\boldsymbol{r}, t)\boldsymbol{H}(\boldsymbol{r}, t)]. \tag1$$
Полную энергию W, теряемую заряженной частицей за единицу времени в процессе И., можно получить, вычислив поток энергии через сферу бесконечно большого радиуса $r$:$$W= \int r^2d\Omega(\boldsymbol{nS}(\boldsymbol{r},t)=(c/4\pi\int r^2d\Omega(\boldsymbol{n}[\boldsymbol{E}(\boldsymbol{r},t)\boldsymbol{H}(\boldsymbol{r},t)]),\tag2$$
где $dΩ$ – элемент телесного угла, $\boldsymbol n$ – единичный вектор в направлении распространения И. Собств. поле системы зарядов на далёких расстояниях убывает с расстоянием быстрее, чем $1/r$, а поле И. на больших расстояниях от источника убывает как $1/r$.
Когерентность излучателей
Плотность потока И., приходящего в определённую точку пространства от двух одинаковых источников, пропорциональна векторному произведению сумм напряжённостей электрических $\boldsymbol{E}_1(\boldsymbol{r}, t)$ и $\boldsymbol{E}_2(\boldsymbol{r}, t)$ и магнитных $\boldsymbol{H}_1(\boldsymbol{r}, t)$ и $\boldsymbol{H}_2(\boldsymbol{r}, t)$ полей электромагнитных волн от источников 1 и 2:
$$\boldsymbol{S}(\boldsymbol{r}, t) = (c/4π)[ {\boldsymbol{E}_1(\boldsymbol{r}, t) + \boldsymbol{E}_2(\boldsymbol{r}, t)} × \left \{\boldsymbol{H}_1(\boldsymbol{r}, t) + \boldsymbol{H}_2(\boldsymbol{r}, t)\right \} ]. \tag3$$
Результат сложения двух синусоидальных плоских волн зависит от фаз, в которых они приходят в данную точку. Если фазы одинаковы, то поля $E$ и $H$ удваиваются, а энергия поля в данной точке увеличивается в 4 раза по сравнению с энергией поля от одного источника. В том случае, когда волны от двух разных источников приходят к детектору с противоположными фазами, перекрёстные произведения полей $[\boldsymbol {E}_1(\boldsymbol {r}, t)\boldsymbol {H}_2(\boldsymbol {r}, t)]\; и\; [\boldsymbol {E}_2(\boldsymbol {r}, t)\boldsymbol {H}_1(\boldsymbol {r}, t)]$ в (3) обращаются в нуль. В результате от двух излучателей в данную точку приходит энергия вдвое бо́льшая, чем от одного излучателя. В случае $N$ излучателей, волны от которых приходят в данную точку в одинаковых фазах, энергия увеличится в $N^2$ раз. Такие излучатели называются когерентными. Если же фазы приходящих к детектору волн от каждого излучателя случайные, то поля от разных излучателей при сложении в точке наблюдения частично погашаются. Тогда от $N$ источников детектор зарегистрирует энергию в $N$ раз бóльшую, чем от одного источника. Такие источники (и их И.) называют некогерентными. К ним относятся практически все обычные источники света (пламя свечи, лампы накаливания, люминесцентные лампы и т. п.); в них моменты времени высвечивания каждого атома или молекулы (и, соответственно, фазы, в которых приходят в определённую точку волны их И.) случайны. Когерентными источниками И. являются лазеры, в которых создаются условия для одновременного высвечивания всех атомов рабочего вещества.
Реакция излучения
Излучающая заряженная частица теряет энергию, так что в процессе И. создаётся действующая на частицу сила, замедляющая её скорость и называемая силой реакции излучения или силой радиационного трения. При нерелятивистских скоростях заряженных частиц сила реакции И. всегда мала, но при скоростях, близких к скорости света, она может играть осн. роль. Так, в магнитном поле Земли потери энергии на И. электронов космич. лучей, обладающих высокой энергией, столь велики, что электроны не могут долететь до поверхности Земли. У частиц космич. лучей с такой же энергией и большей массой потери энергии на И. меньше, чем у электронов, и они долетают до поверхности Земли. Отсюда следует, что состав космич. лучей, регистрируемый на поверхности Земли и с ИСЗ, может быть различен.
Длина когерентности излучения
Процессы И. при нерелятивистских и ультрарелятивистских скоростях заряженной частицы различаются размерами области пространства, где формируется поле И. В нерелятивистском случае (когда скорость $v$ частицы невелика) поле И. уходит от заряда со скоростью света и процесс И. заканчивается быстро, размер области формирования И. (длина когерентности) $L$ намного меньше длины волны излучения $λ,\; L ∼ λv/c$. Если же скорость частицы близка к скорости света (при релятивистских скоростях), образовавшееся поле И. и создавшая его частица движутся долгое время вблизи друг друга и расходятся, пролетев достаточно большой путь. Формирование поля И. продолжается много дольше, и длина $L$ много больше длины волны, $L ∼ λγ$ (где $γ = [1 – (v/c)]^{–1/2}$ – лоренц-фактор частицы).
Тормозное излучение
Тормозное излучение возникает при рассеянии заряженной частицы на атомах вещества. Если время $Δt$, за которое частица с зарядом $e$ при рассеянии изменяет скорость от $v_1$ до $v_2$, много меньше времени формирования И. $L/v$, то изменение скорости заряженной частицы можно считать мгновенным. Тогда распределение энергии И. по углам и круговым частотам $ω$ имеет вид:$$d^2W(\boldsymbol {n},\omega)= \frac {e^2}{4\pi^2c}\left |\frac{[\boldsymbol{nv}_1]}{c-\boldsymbol{nv}_1}-\frac{[\boldsymbol{nv}_2]}{c-\boldsymbol{nv}_2} \right |^2d\omega d\Omega.\tag4$$
Умножив это выражение на вероятность изменения скорости частицы при рассеянии от $v_1$ до $v_2$ и проинтегрировав полученное выражение по всем $v_2$, можно получить распределение энергии тормозного И. по частотам и углам (не зависящее от частоты). Более лёгкие частицы легче отклоняются при взаимодействии с атомом, поэтому интенсивность тормозного И. обратно пропорциональна квадрату массы быстрой частицы. Тормозное И. – осн. причина потерь энергии релятивистских электронов в веществе в том случае, когда энергия электрона больше некоторой критич. энергии, составляющей для воздуха 83 МэВ, для Al – 47 МэВ, для Pb – 59 МэВ.
Магнитотормозное излучение
Магнитотормозное излучение возникает при движении заряженной частицы в магнитном поле, искривляющем траекторию её движения. В постоянном и однородном магнитом поле траектория движения заряженной частицы массой $m$ представляет собой спираль, т. е. складывается из равномерного движения вдоль направления поля и вращения вокруг него с частотой $ω_Н = eH/γmc$. Периодичность движения частицы приводит к тому, что излучаемые ею волны имеют частоты, кратные $ω_Н:\; ω = Nω_Н$, где $N$ = 1,2,3 … . И. ультрарелятивистских частиц в магнитном поле называется синхротронным излучением. Оно имеет широкий спектр частот с максимумом при $ω$ порядка $ω_Нγ3$, и основная доля излучённой энергии лежит в области частот $ω≫ω_Н$. Интервалы между соседними частотами в этом случае много меньше частоты, поэтому распределение частот в спектре синхротронного И. можно приближённо считать непрерывным. В области частот $ω ≪ ω_Нγ3$ интенсивность И. растёт с частотой как $ω^{2/3}$, а в области частот $ω ≫ ω_Нγ^3$ интенсивность И. экспоненциально убывает с ростом частоты. Синхротронное И. имеет малую угловую расходимость (порядка $1/γ$) и высокую степень поляризации в плоскости орбиты частицы. Магнитотормозное И. при нерелятивистских скоростях заряженных частиц называют циклотронным И., его частота $ω = ω_Н$.
Ондуляторное излучение
Ондуляторное излучение возникает при движении ультрарелятивистской заряженной частицы с малыми поперечными периодич. отклонениями, напр. при пролёте в периодически меняющемся электрич. поле (такое поле формируется, напр., в спец. устройствах – ондуляторах). Частота $ω$ ондуляторного излучения связана с частотой поперечных колебаний $ω_0$ частицы соотношением$$\omega = \frac {{\omega}_0}{1-(v/c)\text {cos} \:\theta} ,$$где $θ$ – угол между скоростью частицы $v$ и направлением распространения ондуляторного И. Аналог этого типа И. – И., возникающее при каналировании заряженных частиц в монокристаллах, когда движущаяся между соседними кристаллографич. плоскостями частица испытывает поперечные колебания вследствие взаимодействия с внутрикристаллич. полем.
Излучение Вавилова – Черенкова
Излучение Вавилова – Черенкова наблюдается при равномерном движении заряженной частицы в среде со скоростью, превышающей фазовую скорость света $c/ε^{1/2}$ в среде ($ε$ – диэлектрическая проницаемость среды). В этом случае часть собственного поля частицы отстаёт от неё и формирует электромагнитные волны, распространяющиеся под углом к направлению движения частицы (см. Вавилова – Черенкова излучение), который определяется равенством $\text{cos}\:\theta = c/vε^{1/2}$. За открытие и объяснение этого принципиально нового вида И., нашедшего широкое применение для измерения скорости заряженных частиц, И. Е. Тамму, И. М. Франку и П. А. Черенкову присуждена Нобелевская пр. (1958).
Переходное излучение
Переходное излучение (предсказанное В. Л. Гинзбургом и И. М. Франком в 1946) возникает при равномерном прямолинейном движении заряженной частицы в пространстве с неоднородными диэлектрич. свойствами. Наиболее часто оно формируется при пересечении частицей границы раздела двух сред с разл. диэлектрич. проницаемостями (часто именно это И. считают переходным; см. Переходное излучение). Собств. поле движущейся с постоянной скоростью частицы в разных средах различно, так что на границе раздела сред происходит перестройка собств. поля, приводящая к И. Переходное И. не зависит от массы быстрой частицы, его интенсивность зависит не от скорости частицы, а от её энергии, что позволяет создавать на его основе уникальные точные методы регистрации частиц сверхвысоких энергий.
Дифракционное излучение
Дифракционное излучение возникает при пролёте заряженной частицы в вакууме вблизи поверхности вещества, когда собственное поле частицы изменяется вследствие его взаимодействия с неоднородностями поверхности. Дифракционное И. успешно применяется для изучения поверхностных свойств вещества.
Излучение систем заряженных частиц
Простейшая система, которая может излучать, – диполь электрический с переменным дипольным моментом – система из двух разноимённо заряженных колеблющихся частиц. При изменении поля диполя, напр. при колебаниях частиц вдоль соединяющей их прямой (оси диполя) навстречу друг другу, часть поля отрывается и формируются электромагнитные волны. Такое И. неизотропно, его энергия в разл. направлениях неодинакова: максимальна в направлении, перпендикулярном оси колебаний частиц, и отсутствует в перпендикулярном направлении, для промежуточных направлений его интенсивность пропорциональна $\text{sin}\:\theta^2$ ($θ$ – угол между направлением И. и осью колебания частиц). Реальные излучатели, как правило, состоят из большого числа разноимённо заряженных частиц, но часто учёт их расположения и детали движения вдали от системы несущественны; в этом случае возможно упростить истинное распределение, «стянув» одноимённые заряды к некоторым центрам распределения зарядов. Если система в целом электронейтральна, то её И. приближённо можно считать И. электрич. диполя.
Если дипольное И. системы отсутствует, то её можно представить как квадруполь или более сложную систему – мультиполь. При движении зарядов в ней возникает электрич. квадрупольное или мультипольное И. Источниками И. могут быть также системы, которые представляют собой магнитные диполи (напр., контур с током) или магнитные мультиполи. Интенсивность магнитного дипольного И., как правило, в $(v/c)^2$ раз меньше интенсивности электрич. дипольного И. и одного порядка с электрич. квадрупольным излучением.
Квантовая теория излучения
Квантовая электродинамика рассматривает процессы И. квантовыми системами (атомами, молекулами, атомными ядрами и др.), поведение которых подчиняется законам квантовой механики; при этом свободное электромагнитное поле представляют как совокупность квантов этого поля – фотонов. Энергия фотона $ℰ$ пропорциональна его частоте $ν (ν = ω/2π)$, т. е. $ℰ = hν$ ($h$ – постоянная Планка), а импульс $p$ – волновому вектору $𝑘\!: \:p = h𝑘$ . Излучение фотона сопровождается квантовым переходом системы из состояния с энергией $ℰ_1$ в состояние с меньшей энергией $ℰ_2 = ℰ_1 – hν$ (с уровня энергии $ℰ_1$ на уровень $ℰ_2$). Энергия связанной квантовой системы (напр., атома) квантована, т. е. принимает лишь дискретные значения; частоты И. такой системы тоже дискретны. Таким образом, И. квантовой системы состоит из отд. спектральных линий с определёнными частотами, т. е. имеет дискретный спектр. Непрерывный (сплошной) спектр И. получается в том случае, когда одна (или обе) из последовательностей значений начальной и конечной энергий системы, в которой происходит квантовый переход, непрерывна (напр., при рекомбинации свободного электрона и иона).
Квантовая электродинамика позволила вычислять интенсивности И. разл. систем, рассматривать вероятности безызлучательных переходов, процессы переноса И., рассчитывать т. н. радиационные поправки и др. характеристики И. квантовых систем.
Все состояния атома, кроме основного (состояния с миним. энергией), называемые возбуждёнными, неустойчивы. Находясь в них, атом через определённое время (порядка 10–8 с) самопроизвольно испускает фотон; такое И. называется спонтанным или самопроизвольным. Характеристики спонтанного И. атома – направление распространения, интенсивность, поляризация – не зависят от внешних условий. Набор длин волн И. индивидуален для атома каждого химич. элемента и представляет его атомный спектр. Основным И. атома является дипольное И., которое может происходить только при квантовых переходах, разрешённых отбора правилами для электрич. дипольных переходов, т. е. при определённых соотношениях между характеристиками (квантовыми числами) начального и конечного состояний атома. Мультипольное И. атома (т. н. запрещённые линии) при определённых условиях также может возникать, но вероятность переходов, при которых оно происходит, мала, и его интенсивность, как правило, невелика. И. атомных ядер происходит при квантовых переходах между ядерными уровнями энергии и определяется соответствующими правилами отбора.
И. разл. молекул, в которых происходят колебательные и вращательные движения составляющих их заряженных частиц, имеет сложные спектры, обладающие электронно-колебательно-вращательной структурой (см. Молекулярные спектры).
Вероятность испускания фотона с импульсом $h𝑘$ и энергией $hν$ пропорциональна $(n_𝑘 + 1)$, где $n_𝑘$ – число точно таких же фотонов в системе до момента испускания. При $n_𝑘 = 0$ происходит спонтанное И., если $n_𝑘 ≠ 0$, появляется также вынужденное излучение. Фотон вынужденного И., в отличие от спонтанного, обладает таким же направлением распространения, частотой и поляризацией, что и фотон внешнего И.; интенсивность вынужденного И. пропорциональна числу фотонов внешнего И. Существование вынужденного И. постулировал в 1916 А. Эйнштейн, который рассчитал вероятность вынужденного И. (см. Эйнштейна коэффициенты). В обычных условиях вероятность (и, следовательно, интенсивность) вынужденного И. мала, однако в квантовых генераторах (лазерах) для увеличения $n_𝑘$ рабочее вещество (излучатель) помещают в оптич. резонаторы, удерживающие фотоны внешнего И. вблизи него. Каждый испущенный веществом фотон увеличивает $n_𝑘$, поэтому интенсивность излучения c данным $𝑘$ быстро растёт при малой интенсивности излучения фотонов со всеми другими $𝑘$. В результате квантовый генератор оказывается источником вынужденного И. с очень узкой полосой значений $ν$ и $𝑘$ – когерентного И. Поле такого И. очень интенсивно, может стать сравнимым по величине с внутримолекулярными полями, и взаимодействие И. квантового генератора (лазерного И.) с веществом становится нелинейным (см. Нелинейная оптика).
И. разл. объектов несёт информацию об их структуре, свойствах и процессах, происходящих в них; его исследование – мощный и часто единственный (напр., для космич. тел) способ их изучения. Теории И. принадлежит особая роль в формировании совр. физич. картины мира. В процессе построения этой теории возникли теория относительности, квантовая механика, были созданы новые источники И., получен ряд достижений в области радиотехники, электроники и др.