Черенкова—Вавілова випромінювання, Черенкова—Вавілова ефект, випромінювання світла електрично зарядженою часткою, що виникає при її русі в середовищі з швидкістю, що перевищує фазову швидкість світла в цьому середовищі (швидкість поширення світлових хвиль). Виявлено в 1934 П. А. Живцевим при дослідженні гамма-люмінесценції розчинів як слабке блакитне свічення рідин під дією гамма-променів. Вже перші експерименти Черенкова, зроблені за ініціативою С. І. Вавілова, виявили ряд характерних особливостей випромінювання: свічення спостерігається у всіх чистих прозорих рідин, причому яскравість мало залежить від їх хімічного складу, випромінювання має поляризацію з переважною орієнтацією електричного вектора уздовж напряму первинного пучка, при цьому на відміну від люмінесценції не спостерігається ні температурного, ні домішкового гасіння (див. Гасіння люмінесценції ) . На підставі цих даних Вавіловим було зроблено основоположне твердження, що виявлене явище — не люмінесценція рідини, а світло випромінюють рухомі в ній швидкі електрони (такі електрони виникають під дією гамма-променів в результаті Комптона ефекту ) . Тому правильніше називати це явище випромінюванням (ефектом) Вавілова — Черенкова на відміну від прийнятого, особливо в зарубіжній літературі, назви «Ефект Черенкова». Ч.— Ст і. характерний і для твердих тіл.
Різні види свічення, що викликається гамма-променями, спостерігалися після відкриття радію неодноразово, зокрема, свічення рідин під дією гамма-променів досліджувалося (1926—29) французьким вченим М. Л. Малле, що отримав фотографії його спектру. Проте доказів того, що це явище нове, не було, не встановлена була і найбільш характерна властивість випромінювання (виявлене Живцевим в 1936) — його спрямованість під гострим кутом до швидкості частки.
Механізм явища був з'ясований в роботі І. Е. Тамма і І. М. Франка (1937), що містила і кількісну теорію, засновану на рівняннях класичної електродинаміки. До тих же результатів привело і квантовий розгляд (Ст Л. Гинзбург, 1940).
Умова виникнення Ч.—В. і. і його спрямованість можуть бути пояснені за допомогою Гюйгенса — Френеля принципу . Для цього кожну точку траєкторії зарядженої частки (наприклад, А , В , З , D , мал. 1 і 2 ) слід вважати джерелом хвилі, що виникає у момент проходження через неї заряду. У оптично ізотропному середовищі такі парціальні хвилі будуть сферичними, т.к. оні поширюються на всі боки з однаковою швидкістю u = с/n (тут з — швидкість світла у вакуумі, а п — показник заломлення світла даного середовища). Допустимо, що частка, рухаючись із швидкістю u, у момент спостереження знаходилася в точці Е. За t секунд до цього вона проходила через точку А (відстань до неї від Е рівне u t ). Отже, хвиля, випущена з А , до моменту спостереження представиться сферою радіусу R = ut (на мал.(малюнок) 1 і 2 їй відповідає коло 1 ). З точок В , З , D світло було випущене у все більш і пізніші моменти часу, і хвилі з них представляють кола 2 , 3 , 4. За принципом Гюйгенса парціальні хвилі гасять один одного в результаті інтерференції усюди, за винятком їх що загальною огинає, якою відповідає хвилева поверхня світла, що поширюється в середовищі.
Хай швидкість частки u менше швидкості світла u в середовищі ( мал. 1 ). Тоді світло, що поширюється вперед, обганятиме частку на тим більша відстань, чим раніше він випущений. Що загальною огинає парціальні хвилі при цьому не мають — всі кола 1 , 2 , 3 , 4 лежать одна усередині іншої. Це відповідає тому очевидному факту, що електричний заряд при рівномірному і прямолінійному русі з швидкістю, меншій швидкості світла в середовищі, не повинен випромінювати світло. Проте положення інше, якщо
u > u = c/n , або b n > 1 (1)
(де b = u /c ), тобто якщо частка рухається швидшим за світлові хвилі. Відповідні ним сфери перетинаються ( мал. 2 ). Їх що загальна огинає (хвилева поверхня) — конус з вершиною в точці E співпадаючої з миттєвим положенням частки, а нормалі до створюючих конуса визначають хвилеві вектори (тобто напрям поширення світла). Кут, який складає хвилевий вектор з напрямом руху частки (див. мал. 2 ), задовольняє співвідношенню:
cos q = u/ u = з /nu = 1/b n. (2)
Такий же метод розгляду можна провести і для оптично анізотропних середовищ. При цьому потрібно враховувати, що швидкість світла в цьому середовищі залежить від напряму його поширення, тому парціальні хвилі не є сферами. В цьому випадку звичайному і незвичайному променям відповідатимуть різні конуси і випромінювання виникатиме під різними кутами q до напряму поширення частки згідно із співвідношенням (2). Умова (1) для оптично анізотропних середовищ формулюється трохи інакше. У всіх випадках основні формули теорії добре узгоджуються з досвідом.
Теорія показала, що в оптично ізотропному середовищі частка із зарядом е , прошедшая відстань в 1 см із швидкістю u > u , випромінює енергію:
(3)
w = 2 nc/ l — циклічна частота світла, l — довжина хвилі випромінюваного світла у вакуумі). Подинтегральноє вираження визначає розподіл енергії в спектрі Ч. — Ст і., а область інтеграції обмежена умовою (1).
Ч. — Ст і. виникає при русі не лише електрона в середовищі, але і будь-якої зарядженої частки, якщо для неї виконується умова (1). Для електронів в рідинах і твердих тілах умова (1) починає виконуватися вже при енергіях ~ 10 5 ев (такі енергії мають багато електронів радіоактивних процесів). Важчі частки повинні володіти більшою енергією, наприклад протон, маса якого в ~2000 раз більше електронною, для досягнення необхідної швидкості повинен володіти енергією ~ 10 8 ев (такі протони можна отримати лише в сучасних прискорювачах).
На основі Ч. — Ст і. розроблені експериментальні методи, які широко застосовуються в ядерній фізиці як для реєстрації часток, так і для вивчення їх природи (див. Черенковський лічильник ). Вимір q в середовищі (радіаторі) з відомим п або визначення порогу випромінювання дозволяють отримувати з рівняння (2) або умови (1) швидкість частки. Встановивши швидкість частки і визначивши її енергію по відхиленню в магнітному полі, можна розрахувати масу частки (це було, наприклад, використано при відкритті антипротона). Для ультрарелятівістських часток умова (1) починає виконуватися вже в стислих газах (газові черенковськие лічильники). Ч. — Ст і., що виникає в атмосфері Землі, служить для вивчення космічних променів.
Ч. — Ст і. може спостерігатися в чистому вигляді лише в ідеальних випадках, коли частка рухається з постійною швидкістю в радіаторі необмеженої довжини. При пересіченні часткою поверхні радіатора виникає т.з. перехідне випромінювання. Воно було теоретично передбачене Гинзбургом і Франком (1946) і згодом досліджено експериментально. Суть його полягає в тому що електромагнітне поле частки у вакуумі і в середовищі різні. Будь-яка зміна поля частки завжди приводить до випромінювання світла. При гальмівному випромінюванні, наприклад, воно викликається зміною швидкості частки, а в разі перехідного випромінювання тим, що міняються електромагнітні властивості середовища уздовж траєкторії частки. У тонкому радіаторі, що задовольняє умові (1), перехідне випромінювання певною мірою невіддільно від Ч. —В. і. У непрозорих для світла речовинах перехідне випромінювання, що виникає на їх кордоні, грає домінуючу роль, т.к. інтенсивность Ч. — Ст і. понижена його поглинанням. Перехідне випромінювання виникає і тоді, коли не виконана умова (1) (наприклад, при малих швидкостях частки або, навпаки, при випромінюванні ультрарелятівістськой частки в області частот рентгенівського спектру, де n < 1 і, отже, завжди b n < 1). Інтенсивність перехідного випромінювання мала і зазвичай недостатня для реєстрації окремої частки. Для ефективної його реєстрації може бути використане підсумовування випромінювання частки при послідовному пересіченні нею декількох кордонів розділу.
В 1940 Е. Фермі узагальнив теорію Ч. — Ст і., взявши до уваги, що реальне середовище володіє здатністю поглинати світло принаймні в деяких областях спектру. Отримані ним результати внесли істотні уточнення в теорію т.з. іонізаційних втрат зарядженими частками (ефект поляризації середовища).
Ч. — Ст і. є прикладом оптики «надсвітових» швидкостей і має принципове значення. Ч. — Ст і. експериментально і теоретично вивчено не лише в оптично ізотропних середовищах, але і в кристалах (оптично анізотропні середовища), теоретично розглянуто випромінювання електричних і магнітних диполів і мультиполів. Очікувані властивості випромінювання рухомого магнітного заряду були використані для пошуків магнітного монополя. Розглянуто випромінювання частки в каналі усередині середовища (наприклад, випромінювання пучка часток усередині хвилеводу). При Ч. — Ст і. нових особливостей набуває Доплера ефект в середовищі: з'являються т.з. аномальний і складний ефекти Доплера. Можна вважати, що всяка система часток, здатна взаємодіяти з електромагнітним полемо, випромінюватиме світло за рахунок своєї кінетичної енергії, якщо її швидкість перевищує фазову швидкість світла.
Теоретичні вистави, лежачі в основі Ч. —В. і., тісно пов'язані з ін. явищами, що мають значення в сучасній фізиці (хвилі Маху в акустиці, питання стійкості руху часток в плазмі і генерації в ній хвиль, деякі проблеми теорії прискорювачів часток, а також генерація і посилення електромагнітних хвиль).
Літ.: Держаків П. А., Видиме свічення чистих рідин під дією g-радіації, «Докл. АН(Академія наук) СРСР», 1934, т. 2 № 8: Вавілов С. І., Про можливі причини синього l-свічення рідин, там же; Тамм І. Е., Франк І. М., Когерентне випромінювання швидкого електрона в середовищі, там же, 1937, т. 14 № 3; Держаків П. А., Тамм І. Е., Франк І. М., Нобелівські лекції, М., 1960; Джеллі Дж., Черенковськоє випромінювання і його вживання, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1960; Зрелов Ст П., Випромінювання Вавілова — Черенкова і його вживання у фізиці високих енергій, ч. 1—2, М., 1968.
