Випромінювання електромагнітне, процес утворення вільного електромагнітного поля. (Термін «І.» застосовують також для позначення найвільнішого, тобто поля, що випромінює, електромагнітного, — див.(дивися) Максвелла рівняння, Електромагнітні хвилі .) Класична фізика розглядає І. як випускання електромагнітних хвиль прискорено рухомими електричними зарядами (зокрема, змінними струмами). Класична теорія пояснила дуже багато характерних меж процесів І., проте вона не змогла дати задовільного опису ряду явищ, особливо теплового випромінювання тіл і І. мікросистем (атомів і молекул). Такий опис виявився можливим лише в рамках квантової теорії І., що показала, що І. є народженням фотонів при зміні стану квантових систем (наприклад, атомів). Квантова теорія, більш глибоко проникнувши в природу І., одночасно вказала і кордони застосовності класичної теорії: остання часто є дуже хорошим наближенням при описі І., залишаючись, наприклад, теоретичною базою радіотехніки (див. Випромінювання і прийом радіохвиль ).
Класична теорія випромінювання (теорія Максвелла). Фізичні причини існування вільного електромагнітного поля (тобто поля що самоподдержівающегося, незалежного від джерел, що збудили його) тісно пов'язані з тим, що електромагнітні хвилі поширюються від джерел — зарядів і струмів — не миттєво, а з кінцевою швидкістю з (у вакуумі з @ 3·10 10 см/сек ). Якщо джерело І. (наприклад, змінний струм) у якийсь момент зникне, це не приведе до миттєвого зникнення поля у всьому просторі: у віддалених від джерела крапках воно зникне лише через кінцевий проміжок часу. З теорії Максвелла витікає, що зміну в часі електричного поля Е породжує магнітне поле Н , а зміна Н — вихрове електричне поле. Звідси витікає, що що самоподдержівающимся може бути лише змінне електромагнітне поле, в якому обидва його компоненти, — Е і Н , безперервно змінюючись, постійно збуджують одна іншу.
В процесі І. електромагнітне поле відносить від джерела енергію. Щільність потоку енергії цього поля (кількість енергії, що протікає за одиницю часу через одиничний майданчик, орієнтований перпендикулярно напряму потоку) визначається Пойнтінга вектором П , який пропорційний векторному твору [ ЕН ].
Інтенсивність І. E ізл є енергія, що відноситься полемо від джерела в одиницю часу. Порядок її величини можна оцінити, обчисливши твір площі замкнутої поверхні, що охоплює джерело на середнє значення абсолютної величини щільності потоку П на цій поверхні ( П ~ EH ). Зазвичай поверхню вибирають у формі сфери радіусу R (її площа ~ R ) і обчислюють E ізл в межі R ® ¥:
(1)
( Е і Н — абсолютні величини векторів Е і Н ).
Для того, щоб ця величина не зверталася в нуль, тобто щоб далеко від джерела існувало вільне електромагнітне поле, необхідно, щоб і Е , і Н убували не швидше, ніж 1 /r . Ця вимога задовольняється, якщо джерелами полів є прискорено рухомі заряди. Поблизу від зарядів поля — кулонівські, пропорційні 1 /r 2 , але на великих відстанях основну роль починають грати некулонівські поля Е і Н , що мають закон убування 1/ R .
І. рухомого заряду. Простим джерелом поля є точковий заряд. В заряду, що покоїться, І. відсутній. Рівномірно рухомий заряд (у порожнечі) також не може бути джерелом І. Заряд же, рухомий прискорено, випромінює. Прямі обчислення на основі рівнянь Максвелла показують, що інтенсивність його І. рівна
(2)
де е — величина заряду, а — його прискорення. (Тут і нижче використовується система Гауса одиниць, див.(дивися) СГС система одиниць .) Залежно від фізичної природи прискорення І. інколи набуває особливих найменувань. Так, І., що виникає при гальмуванні заряджених часток в речовині в результаті дії на них кулонівських полів ядер і електронів атомів, називається гальмівним випромінюванням . І. зарядженої частки, рухомої в магнітному полі, що скривлює її траєкторію, називається синхротронним випромінюванням (або магнітотормозним І.). Воно спостерігається, наприклад, в циклічних прискорювачах заряджених часток .
В окремому випадку коли заряд здійснює гармонійне вагання, прискорення а по величині дорівнює твору відхилення заряду від положення рівноваги ( х = x 0 sin w t , x 0 — амплітуда відхилення х ) на квадрат частоти w. Усереднена за часом t інтенсивність І.
(3)
дуже швидко (пропорційно w 4 ) зростає при збільшенні частоти.
Електрічеськоє дипольне І. Простейшей системою, яка може бути джерелом І., є два зв'язаних що один з одним коливаються, рівних по величині, різнойменних заряду. Вони утворюють диполь із змінним моментом. Якщо, наприклад, заряди диполя здійснюють гармонійні коливання назустріч один одному, то дипольний електричний момент змінюється згідно із законом d = d 0 sin w t (w — частота коливань, d 0 — амплітуда моменту d ). Усереднена за часом t інтенсивність І. такого диполя
(4)
І., що розходиться від диполя, що коливається, неізотропний, тобто енергія що випускається їм в різних напрямах, неоднакова. Уздовж осі коливань І. взагалі відсутній. Під прямим же кутом до осі коливань І. максимально. Для всіх проміжних напрямів кутовий розподіл І. міняється пропорційно sin 2 J, де кут J відлічується від напряму осі коливань. Якщо напрям осі коливань диполя міняється з часом, то усереднений кутовий розподіл стає складнішим.
Реальні випромінювачі, як правило, включають безліч зарядів. Точний облік всіх деталей руху кожного з них при дослідженні І. зайвий (а частенько і неможливий). Дійсно, І. визначається значеннями полів далеко від джерела, тобто там, де деталі розподілу зарядів (і струмів) у випромінювачі позначаються слабо. Це дозволяє замінювати дійсний розподіл зарядів наближеним. Найгрубішим, «нульовим» наближенням є розгляд випромінюючої системи як одного заряду, по величині рівного сумі зарядів системи. В електронейтральної системи, сума зарядів якої дорівнює нулю, І. у цьому наближенні відсутній. У наступному, першому, наближенні позитивні і негативні заряди системи окремо в думках «стягуються» до центрів свого розподілу. Для електронейтральної системи це означає уявну заміну її електричним диполем, випромінюючим згідно (4). Таке наближення називається дипольним, а відповідне І. — електричним дипольним І.
Електричне квадрупольне і вищі мультипольні І. Еслі в системи зарядів дипольне І. відсутній, наприклад із-за рівності дипольного моменту нулю, то необхідно враховувати наступне наближення, в якому система зарядів — джерело І. — розглядається як квадруполь, тобто чотириполюсник. Простий квадруполь — 2 диполі, рівні, що мають, по величині і протилежні по напряму моменти. Ще детальніший опис випромінюючої системи зарядів дає розгляд подальших наближень, в яких розподіл зарядів описується мультиполями (багатополюсниками) вищих порядків (диполь називається мультиполем 1-го, квадруполь — 2-го і так далі порядків).
Поважно відзначити, що в кожному подальшому наближенні інтенсивність І. приблизно у ( v / з ) 2 менше, ніж в попередньому (якщо, звичайно, останнє не відсутнє по яких-небудь причинах). Якщо випромінювач — нерелятивістський, тобто всі заряди мають швидкості, багато менші, ніж світлова ( v / з << 1), то головну роль грає нижче незникаюче наближення. Так, якщо є дипольне І., воно є основним, а всі останні вищі мультипольні поправки украй малі і їх можна не враховувати. У випадку ж І. релятивістських часток опис І. за допомогою мультиполів стає неефективним, оскільки вклад мультиполів вищих порядків перестає бути малим.
Магнітноє дипольне І. Кроме електричних диполів і вищих мультиполів, джерелами І. можуть бути також магнітні диполі і мультиполі (як правило, основним є дипольне магнітне І.). Картина розподілу магнітного поля на великих відстанях від контура, по якому протікає струм, що породжує це поле, подібна картині розподілу електричного поля далеко від електричного диполя. Аналог дипольного електричного моменту — дипольний магнітний момент М-коду — визначається силоміць струму I в контурі і його геометрією. Для плоского контура абсолютна величина моменту М-коду = ( e / з ) IS , де S — площа, що охоплюється контуром. Формули для інтенсивності магнітного дипольного І. майже такі ж, як і для електричного, лише замість електричного дипольного моменту d в них коштує магнітний момент М. Так, якщо магнітний момент змінюється по гармонійному закону М-коду = M 0 sin w t (для цього повинна гармонійно мінятися сила струму I в контурі), то усереднена за часом інтенсивність І. рівна:
(5)
тут M 0 — амплітуда магнітного моменту M .
Відношення магнітного дипольного моменту до електричного має порядок v / з, де v — швидкість руху зарядів, створюючих струм; звідси витікає, що інтенсивність магнітного дипольного І. у ( v / з ) 2 раз менше, ніж дипольного електричного, якщо, звичайно, останнє присутнє. Таким чином, інтенсивності магнітного дипольного і електричного квадрупольного І. мають однаковий порядок величини.
І. релятивістських часток. Одним з найважливіших прикладів такого І. є синхротронне І. заряджених часток в циклічних (кільцях) прискорювачах. Різка відмінність від нерелятивістського І. виявляється тут вже в спектральному складі І.: якщо частота звернення зарядженої частки в прискорювачі рівна w (нерелятивістський випромінювач випускав би хвилі такій же частоти), то інтенсивність її І. має максимум при частоті w макс ~ g 3 w, де g = [1 — ( v / з ) 2 ] -1/2 , тобто основна доля І. при v ® з доводиться на частоти, вищі, ніж w. Таке І. направлено майже по дотичній до орбіти частки, в основному вперед по напряму її руху.
Ультрарелятівістськая частка може випромінювати електромагнітні хвилі, навіть якщо вона рухається прямолінійно і рівномірно (але лише в речовині, а не в порожнечі!). Це І., назване Черенкова — Вавілова випромінюванням, виникає, якщо швидкість зарядженої частки в середовищі перевершує фазову швидкість світла в цьому середовищі ( u фаз = з / n , де n — показник заломлення середовища). І. з'являється через те, що частка «переганяє» породжуване нею поле, відривається від нього.
Квантова теорія випромінювання. Вище вже говорилося, що класична теорія дає лише наближений опис процесів І. (весь фізичний світ в принципі є «квантовим»). Проте існують і такі фізичні системи, І. яких неможливо навіть приблизно описати у згоді з досвідом, залишаючись на позиціях класичної теорії. Важлива особливість таких квантових систем, як атом або молекула, полягає в тому, що їх внутрішня енергія не міняється безперервно, а може набувати лише певних значень, створюючих дискретний набір. Перехід системи із стану з однією енергією в стан з іншою енергією (див. Квантові переходи ) відбувається стрибкоподібно; через закон збереження енергії система при такому переході повинна втрачати або набувати певної «порції» енергії. Найчастіше цей процес реалізується у вигляді випускання (або поглинання) системою кванта І. — фотона . Енергія кванта e g = ћ w, де ћ — Планка постійна ( ћ = 1,05450×10 -27 ерг × сік ), w — круг частота. Фотон завжди виступає як єдине ціле, випускається і поглинається «цілком», в одному акті, має певну енергію, імпульс і спин (проекцію моменту кількості руху на напрям імпульсу), тобто володіє рядом корпускулярних властивостей. В той же час фотон різко відрізняється від звичайних класичних часток тим, що у нього є і хвилеві межі. Така подвійність фотона є приватним проявом корпускулярно-хвильового дуалізму .
Послідовною квантовою теорією І. є квантова електродинаміка (див. Квантова теорія поля ). Проте багато результатів, що відносяться до процесів І. квантових систем, можна отримати з простіший напівкласичній теорії І. Формули останньою, згідно відповідності принципу, при певному граничному переході повинні давати результати класичної теорії. Таким чином, встановлюється глибока аналогія між величинами, що характеризують процеси І. у квантовій і класичній теоріях.
І. атома. Система з ядра і рухомого в його кулонівському полі електрона повинна знаходитися в одному з дискретних станів (на певному рівні енергії). При цьому всі стани окрім основного (тобто що має найменшу енергію), нестійкі. Атом, що знаходиться в нестійкому (збудженому) стані, навіть якщо він ізольований, переходить в стан з меншою енергією. Цей квантовий перехід супроводиться випусканням фотона; таке І. називається спонтанним (мимовільним). Енергія, що відноситься фотоном e g = ћ w, дорівнює різниці енергії початкового i і кінцевого j станів атома (e i > e j , e g = e i — e j ); звідси витікає формула Н. Бору для частот І.:
(6)
Поважно відзначити, що такі характеристики спонтанного І., як напрям поширення (для сукупності атомів — кутовий розподіл їх спонтанного І.) і поляризація, не залежать від І. інших об'єктів (зовнішнього електромагнітного поля).
Формула Бору (6) визначає дискретний набір частот (і отже, довжин хвиль) І. атома. Вона пояснює, чому спектри І. атомів мають добре відомий «лінійчатий» характер — кожна лінія спектру відповідає одному з квантових переходів атомів даної речовини.
Інтенсивність І. У квантовій теорії, як і в класичній, можна розглядати електричні дипольне і вищі мультипольні І. Еслі випромінювач нерелятивістський, основним є електричне дипольне І., інтенсивність якого визначається формулою, близькою до класичної:
(7)
Величини d ij , що є квантовим аналогом електричного дипольного моменту, виявляються відмінними від нуля лише при певних співвідношеннях між квантовими числами початкового i і кінцевого j станів (правила відбору для дипольного І.). Квантові переходи, що задовольняють таким правилам відбору, називаються дозволеними (фактично мається на увазі дозволене електричне дипольне І.). Переходи ж вищих мультіпольностей називаються забороненими. Ця заборона відносна: заборонені переходи мають відносно малу вірогідність, тобто інтенсивність, що відповідає ним, І. невелика. Ті стани, переходи з яких «заборонені», є порівняно стійкими (довгоживучими). Вони називаються метастабільними станами .
Квантова теорія І. дозволяє пояснити не лише відмінність в інтенсивностях різних ліній, але і розподіл інтенсивності межах кожної лінії; зокрема, ширину спектральних ліній .
Джерелами електромагнітного І. можуть бути не лише атоми, але і складніші квантові системи. Загальні методи опису І. таких систем ті ж, що і при розгляді атомів, але конкретні особливості І. вельми всілякі. І. молекул, наприклад, має складніші спектри, ніж І. атомів. Для І. атомних ядер типово, що енергія окремих квантів зазвичай велика (g-кванті), інтенсивність же І. порівняно низька (див. Гамма-випромінювання, Ядро атомне ).
Електромагнітне І. часто виникає і при взаємних перетвореннях елементарних часток (анігіляції електронів і позитронів, розпаді нейтрального пі-мезона і т. д.).
Вимушене І. Еслі частота зовнішнього І., падаючого на вже збуджений атом, збігається з однією з частот можливих для цього атома згідно (6) квантових переходів, то атом випускає квант І., у точності такий же, як і фотон, що налетів на нього (резонансний). Це І. називається вимушеним. По своїх властивостях воно різко відрізняється від спонтанного — не лише частота, але і напрям поширення, і поляризація випущеного фотона виявляються тими ж, що в резонансного. Вірогідність вимушеного І. (на відміну від спонтанного!) пропорційна інтенсивності зовнішнього І., тобто кількості резонансних фотонів. Існування вимушеного І. було постуліровано А. Ейнштейном при теоретичному аналізі процесів теплового І. тіл з позицій квантової теорії і потім було підтверджено експериментально. У звичайних умовах інтенсивність вимушеного І. мала в порівнянні з інтенсивністю спонтанного. Проте вона сильно зростає в речовині, в якій в метастабільному стані знаходиться більше атомів, чим в одному із станів з меншою енергією (у яке можливий квантовий перехід). При попаданні в таку речовину резонансного фотона випускаються фотони, що у свою чергу грають роль резонансних. Число випромінюваних фотонів лавиноподібно зростає; результуюче І. складається з фотонів, абсолютно ідентичних по своїх властивостях, і утворює когерентний потік (див. Когерентність ). На цьому явищі заснована дія квантових генераторів і квантових підсилювачів І.
Роль теорії випромінювання. Практичне і науково-прикладне значення теорії І. величезно. На ній грунтується розробка і вживання лазерів і мазеров, створення нових джерел світла, ряд важливих досягнень в області радіотехніки і спектроскопії. Розуміння і вивчення законів І. поважно і в іншому відношенні: по характеру І. (енергетичному спектру, кутовому розподілу, поляризації) можна судити про властивості випромінювача. І. — доки фактично єдиний і вельми багатобічне джерело інформації про космічні об'єкти. Наприклад, аналіз І., що приходить з космосу, привів до відкриття таких незвичайних небесних тіл, як пульсари . Вивчення спектрів далеких позагалактичних об'єктів підтвердило теорію такою, що розширюється Всесвіту . Одночасне вивчення І. дозволяє проникнути в область явищ мікросвіту. Саме теорії І. належить особлива роль у формуванні всієї сучасної фізичної картини світу: подолання труднощів, що виникли в електродинаміці рухомих середовищ, привело до створення відносності теорії ; дослідження М. Планка присвячені тепловому випромінюванню, поклали початок квантової теорії і квантовій механіці . Подальший розвиток теорії І. повинно привести до ще глибшого пізнання матерії.
Літ.: Тамм І. Е., Основи теорії електрики, 7 видавництво, М., 1957; Іваненко Д., Соколів А., Класична теорія поля, М. — Л., 1949; їх же, Квантова теорія поля, М. — Л., 1952; Ахиезер А. І., Берестецкий Ст Би., Квантова електродинаміка, 2 видавництва, М., 1959; Ландау Л. Д., Ліфшиц Е. М., Теорія поля, 5 видавництво, М., 1967 (Теоретична фізика, т. 2).
