Словарь и короткий справочник физической терминологии (стр. 3 )

где е — величина заряда, а — его ус­корение. В зависимости от природы ускорения заряж. ч-ц И. иногда имеет определ. название. Так, И., возникаю­щее при торможении ч-ц в в-ве в ре­зультате воздействия на них кулоновских полей ядер и эл-нов атомов, наз. тормозным излучением. И. заряж. ч-цы, движущейся в магн. поле, может быть синхротронным излучением, ондуляторным излучением и т. д.

В частном случае, когда заряд совер­шает гармонич. колебания, ускорение а по величине равно произведению от­клонения х заряда от положения рав­новесия (z=x0sinωt, где х0 — ампли­туда отклонения) на квадрат частоты со. Усреднённая по времени t интен­сивность И.

т. е.  при  увеличении частоты растет пропорц. ω4.

Электрическое дипольное И. Простейшей системой, к-рая может быть источником И., явл. элект­рич. диполь с перем. моментом: два связанных колеблющихся разноимён­ных заряда равной величины. Если за­ряды диполя совершают гармонич. колебания навстречу друг другу, то дипольный электрич. момент d изме­няется по закону: d=d0sinωt (d0 — амплитуда момента). Усреднённая по времени t интенсивность И. такого диполя оэл дип равна:

И. колеблющегося диполя неизо­тропно, т. е. энергия, испускаемая им в разл. направлениях, неодинакова. Вдоль оси колебаний И. отсутствует, в перпендикулярном к оси направле­нии — максимально; для промежу­точных направлений оно пропорц. sinθ2, где θ — угол, отсчитываемый от оси колебаний.

Реальные излучатели, как правило, включают множество зарядов. Точный учёт всех деталей движения каждого из них при исследовании И. излишен,

206

т. к. детали распределения зарядов (и токов) в излучателе вдали от него ска­зываются слабо. Это позволяет заме­нять истинное распределение зарядов приближённым. В низшем приближе­нии положит. и отрицат. заряды излу­чающей системы мысленно «стягивают­ся» к центрам своего распределения. Для электронейтральной системы это означает замену её электрич. диполем, излучающим согласно (4). Такое при­ближение наз. дипольным, а соответ­ствующее И.— электрическим диполь­ным И.

Электрическое квадрупольное и высшие мультипольные И. Если у системы зарядов дипольное И. отсутствует, напр. из-за равенства нулю дипольного момента, то необходимо учитывать след. приближение, в к-ром система зарядов рассматривается как квадруполь. Ещё более детальное описание излучающей системы зарядов даёт рассмотрение последующих прибли­жений, в к-рых распределение зарядов описывается мулътиполями высших порядков (диполь наз. мультиполем 1-го порядка, квадруполь — 2-го и т. д. порядков).

В каждом последующем приближе­нии интенсивность И. примерно в (v/с)2 меньше, чем в предыдущем (если, конечно, последнее не отсутствует по к.-л. причинам). Если излучатель не­релятивистский, т. е. все его заряды имеют скорости, много меньшие свето­вой (v/с<<1), то гл. роль играет низшее неисчезающее приближение. Так, если имеется дипольное И., оно явл. основ­ным, а все остальные высшие мультипольные поправки крайне малы и их можно не учитывать. В случае релятив. излучателей вклад мультиполей высших порядков перестаёт быть ма­лым.

Магнитное дипольное И. Кроме электрич. диполей и высших мультиполей, источниками И. могут быть также магн. диполи и мультиполи (как правило, основным явл. ди­польное магн. И.). Дипольный магн. момент М магн. диполя, напр. конту­ра с током, определяется силой тока I в контуре и его геометрией. Для пло­ского контура абс. величина момента M=(e/c)IS, где S — площадь, охва­тываемая контуром. Ф-лы для интен­сивности магн. дипольного И. анало­гичны соответствующим ф-лам для И. электрич. диполя (дипольный момент d в них заменён На магн. дипольный мо­мент М). Т. к. отношение М к d имеет порядок v/c, где v — скорость движе­ния зарядов, образующих ток, ин­тенсивность магн. дипольного И. в (v/c)2 раз меньше, чем электрического дипольного, т. е. того же порядка ве­личины, что и электрич. квадрупольное И.

И. релятивистских ча­стиц. Пример такого И.— синхротронное И. эл-нов в циклич. уско­рителях (синхротронах). Резкое от­личие от нерелятив. И. проявляется

здесь уже в спектр. составе И.: при частоте ω обращения заряж. ч-цы в ускорителе (нерелятив. излучатель ис­пускал бы волны такой же частоты) интенсивность И. имеет максимум при частоте ωмякс~γ3ω, где γ=[1-(v/c)2]-1/2, т. е. осн. доля И. при v→c приходится на частоты более высокие, чем со. направлено почти по касательной к орбите ч-цы, в осн. вперёд по направлению её дви­жения.

Ультрарелятив. заряж. ч-ца может излучать эл.-магн. волны, даже если она движется прямолинейно и равно­мерно (но только в в-ве, а не в пусто­те!). Это т. н. Черенкова — Вавилова излучение возникает в том случае, если скорость заряж. ч-цы в среде превосходит фазовую скорость света в этой среде u=с/n, где n — показа­тель преломления среды. И. появляет­ся вследствие того, что ч-ца «обгоняет» порождаемое ею поле. Излучает также равномерно движущаяся заряж. ч-ца при пересечении границы раздела двух сред с разными показателями прелом­ления (см. Переходное излучение).

Квантовая теория излучения. Выше отмечалось, что классич. теория даёт лишь приближённое описание процес­сов И. Однако существуют и такие физ. системы, И. к-рых невозможно опи­сать в согласии с опытом на основе классич. электродинамики даже при­ближённо. Важная особенность таких квант. систем, как атом или молекула, заключается в том, что их внутр. энергия меняется не непрерывно, а может принимать лишь определ. значе­ния, образующие дискр. набор. Пере­ход системы из одного энергетич. со­стояния в другое (см. Квантовый пере­ход) происходит скачкообразно; в силу закона сохранения энергии, сис­тема при таком переходе должна те­рять или приобретать определ. «пор­цию» энергии. Чаще всего этот процесс реализуется в виде испускания (или поглощения) системой кванта И.— фотона. Энергия кванта εγ=hω. Фо­тон, обладая волн. св-вами, проявляет­ся как единое целое, испускается и поглощается целиком, в одном акте, имеет определённые энергию, импульс и спин (проекцию момента кол-ва дви­жения на направление импульса), т. е. обладает рядом корпускулярных св-в. Такая двойственность фотона пред­ставляет собой частное проявление корпускулярно-волнового дуализма.

Последоват. развитием квант. тео­рии И. явл. квантовая электродинами­ка. Однако мн. результаты, относя­щиеся к процессам И. квант. систем, можно получить из более простой, полуклассической тео­рии И. Ф-лы последней, согласно соответствия принципу, при опреде­лённом предельном переходе должны давать результаты классич. теории. Т. о. устанавливается глубокая ана­логия между величинами, характери­зующими процессы И. в квант. и классич. теориях.

И. атома. Атом — система из ядра и движущихся в его кулоновском поле эл-нов — должен находиться в одном из дпскр. состояний (на определ. уровне энергии). При этом все его со­стояния, кроме основного (т. е. имею­щего наименьшую энергию), неустой­чивы. Атом, находящийся в неустой­чивом (возбуждённом) состоянии, че­рез нек-рое время самопроизвольно (спонтанно) переходит в состояние с меньшей энергией, испуская фотон; такое И. наз. спонтанным. Энер­гия, уносимая фотоном, εγ=hω, равна разности энергий нач. i и кон. j со­стояний атома (εi>εj, εγ=εi-εj); отсюда вытекает ф-ла Бора для час­тот И.:

Такие хар-ки спонтанного И., как направление распространения (для со­вокупности атомов — угл. распреде­ление) и поляризация, не зависят от И. др. объектов (от внеш. эл.-магн. поля).

Ф-ла (5) определяет дискр. набор частот (и, следовательно, длин волн) И. атома. Она объясняет линейчатый хар-р атомных спектров — каждая линия спектра соответствует одному из квант. переходов атомов данного в-ва.

Источниками эл.-магн. И. могут быть не только атомы, но и более сложные квант. системы. Общие ме­тоды описания И. таких систем те же, что при рассмотрении атомов, но конк­ретные особенности И. весьма разно­образны. И. молекул, напр., имеет более сложные спектры, чем И. ато­мов; для И. ат. ядер энергия отд. квантов (γ-квантов) обычно велика.

квант. теории, как и в классической, можно рассматривать электрич. дипольное и высшие мультипольные И. Если излу­чатель нерелятивистский, основным явл. электрич. дипольное И., интен­сивность к-рого определяется ф-лой, близкой к классической:

Величины dij, являющиеся квант. аналогом электрич. дипольного мо­мента, оказываются отличными от ну­ля лишь при определ. соотношениях между квантовыми числами нач. и кон. состояний (отбора правила для ди­польного И.). Квант. переходы, удов­летворяющие таким правилам отбора, наз. разрешёнными (фактически име­ется в виду разрешённое электрическое дипольное И.). Переходы же высших мультипольностей наз. запрещённы­ми. Этот запрет относителен: запре­щённые переходы имеют относительно малую вероятность, т. е. отвечающая им интенсивность И. невелика. Те со-

207

стояния, переходы из к-рых запреще­ны, явл. сравнительно устойчивыми, долгоживущими и наз. метастабильными состояниями.

Квант. теория И. позволяет объяс­нить не только различие в интенсивностях разных линий, но и распреде­ление интенсивности в пределах каж­дой линии, в частности ширину спек­тральных линий.