四、 切伦柯夫(Cerenkov)辐射.pdf

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1、四、切伦柯夫(Cerenkov)辐射真空中：匀速运动带电粒子不产生辐射电磁场．介质中：带电粒子在介质内运动时，介质内产生诱导电流，由这些诱导电流激发次波，当带电粒子的速度超过介质内的光速时，这些次波与原来粒子的电磁场互相干涉，可以形成辐射电磁场．这种辐射称为切伦柯夫辐射．切伦柯夫辐射的物理机制设在介质内粒子作匀速运动，速度v超过介质内的光速c／n（n为折射率）。在粒子路径附近，介质的分子电流受到扰动，因而产生次波．设粒子在时刻t，t，…12依次经过M，M，…点，12在时刻t到达M点。在同一时刻t，M处产生的次波已经1到达半径为MP的球面上

2、1cMP=()t−t,MM=v()t−t1111n若v>c/n，则粒子路径上各点所产生的次波在时刻t都在一个锥体之内．在锥面上，各次波互相叠加，形成一个波面，因而产生向锥面法线方向传播的辐射电磁波．辐射方向与粒子运动方向的夹角θ由下式确定，cccosθ=cnv由于切伦柯夫辐射是运动带电粒子与介质内的束缚电荷和诱导电流所产生的集体效应，而在宏观现象中，介质内束缚电荷和诱导电流分布产生的宏观效应可以归结为电容率ε和磁导率µ，因此在研究切伦柯夫辐射时，可以对介质作宏观描述，即用ε和µ两参量来描述介质．为简单起见，先假设ε和µ是不依赖于频率的常量

3、，并设µ=µ，因而介质内的光速为c／n0＝c(ε)-1/2，其中n为介质的折射率，ε为相对rr电容率．当n为常数时，介质内的标势和矢势方程为222n∂ϕ∇ϕ−=−ρε22c∂trrn2∂2Ar2∇A−=−µJ22c∂tρ和J是自由电荷密度和自由电流密度，即运动带电粒子的电荷密度和电流密度．设粒子以匀速v作直线运动，其位矢为x=x(t)=vt，它的电荷密度和电流密度为errrρ(x,t)(=eδ[x−xt)]errrrJ()x,t=evδ[]x−x(t)e由于辐射，带电粒子的能量逐渐损耗，因而速度亦逐渐降低．但是由减速引起的效应是不大的，因

4、此，下面我们假设粒子作匀速运动．用频谱分析方法求解．'nrrrreeikR∞iωt−n⋅xerA()x=∫ecv()t'dt'ω22R−∞8πε0c式中n为辐射方向单位矢量．设v沿x轴方向，n与v夹角为θ，则n·x＝xcosθ，又v(t′)dt′=deex，t′=x/v，得ee1nrreeikR∞iω−cosθxerA()x=∫evcdxω22−∞e8πεcR0K=(ω/c)n为介质中波数．磁场的傅里叶变换为rrriωnrrB=ik×A=n×Aωωcω因为n与A的夹角为θ，所以B的量值为ωω1nikR∞iω−

5、cosθxeiωneevc=sinedxBθeω823R∫−∞πε0c式中的积分是一个δ函数1n∞iω−cosθxevcωωn∫edxe=2πδ−cosθ−∞vc因此，ikRiωneeωωnB=sinθδ−cosθωc3Rvc4πε0由δ函数的性质可见，cB=0若cosθ≠ωnv如果粒子的运动速度vc/n，在cosθ=c/nv方向上书B变为无穷大，因此在这方向上出ω现辐射电磁场．无穷大的出现是我们作了简化假设的结

6、果．上面我们假设折射率n是与ω无关的常数，结果得到有一个确定的辐射角θ满足cosθ=c/nv，在这单c，c一辐射角下电磁场变为无穷大．事实上，介质的n是与ω有关的函数，当ω很大时，折射率n→1，因此辐射频谱在高频下截断，辐射场不会在一个尖锐的辐射角下变为无穷大，而是分布于有一定宽度的辐射角内．用S⋅n=EH=(εµ)-1/2BH=(c/nµ)B2，可导出32dW4πεcRr2ω=0BdΩnω代人上式，出现δ函数的平方。我们可以把它作如下处理。

7、B

8、2含有因子ω21n∞iω−cosθxeevcdx∫e−∞把其中一个因子变为δ函数

9、。由于有这个δ函数因子，(1/v)-(n/c)cosθ能取=0，因此，另一个因子可写为∞∞i0edx=dx∫−∞e∫−∞e21n∞iω−cosθxeωωn∞evcdx2cosdx∫e=πδ−θ∫e−∞vc−∞最后一个因子是粒子所走的无穷大路程．这无穷大的出现也是我们作了简化假设的结果．事实上，粒子在介质中只走过有限的路程．当路程L>>辐射波长时，以上的计算仍然近似适用，但应代为L．粒子走过单位路程时的单位频率间隔辐射能量角分布222222dWωeωn2ωωneωncωωn=sinθδ−cosθ=

10、1−δ−cosθΩL2c3vc2c3n2v2vcdd8πε08πε0如果考虑折射率对频率的依赖关系22dWecω==1−ω22dL4πε0cε(ω)v22ε