Теоретическая физика и астрофизика - Гинзбург В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
*) Комптоновским называют чаще всего рассеяние фотона на покоящейся частице. Обратным же комптоновским рассеянием называют рассеяние мягкого фотона на быстро движущейся частице, т. е. частице, обладающей большой энергией. Совершенно очевидно, что речь в обоих случаях идет по существу об одном и том же процессе рассеяния, но разных «начальных условиях» в данной системе отсчета или о рассмотрении одного и того же процесса рассеяния в разных системах отсчета, движущихся друг относительно друга с произвольной скоростью v < с.
103 поле может быть мало по сравнению с магнитным полем). Тогда очевидно, что частица движется практически так же, как в постоянном поле, пока
еН0
q
( тс2\ 1
ITTJq->»• (5-73)
Излучать же частица будет приблизительно так же, как в постоянном поле при условии
еНг. ,
-^tr »'• (5-74)
Достаточно отметить, что при этом условии характерное время излучения в направлении наблюдателя М'~тс/еН0,х мало по сравнению с периодом волны T0 = 2n/Q.
В волновой зоне излучателя (скажем, пульсара) электрическое поле в волне E = H, и даже при условиях (5.73) или (5.74), движение и излучение отличны от имеющих место в чисто магнитном поле. Но все равно при условии (5.74) и даже при f 1 характер излучения во многом близок к синхротронному, и такое излучение иногда называют «синхро-комптоновским излучением» (см. [71, 72]). Наиболее существенное отличие синхро-комптоновского излучения от синхротронного связано с появлением в первом случае циркулярной поляризации, степень которой, вообще говоря, порядка l/f (степень циркулярной поляризации излучения зависит от характера поляризации низкочастотной волны; точнее см. [71, 72]); вместе с тем для синхротронного излучения циркулярная поляризация, вообще говоря, характеризуется параметром ? = тс2!<§ (см. выше; речь идет об излучении совокупности частиц). Синхро-комптоновское излучение, несомненно, заслуживает подробного анализа, но мы здесь ограничимся сделанными замечаниями и ссылками на литературу.
Синхротронное излучение было впервые довольно подробно рассмотрено еще в опубликованной в 1912 г. книге Шотта [73]. Но к этой теории вернулись вновь и, естественно, она была развита далее лишь в конце 40-х и начале 50-х годов в связи с возможностью наблюдать синхротронное излучение, испускаемое в ускорителях (синхротронах и др.) и в космических условиях. Казалось бы трудно сделать здесь еще что-либо новое. Но, как мы видели, такое заключение не вполне верно. Развитие продолжается как в направлении различных приложений, так и в отношении исследования синхротронного излучения в очень сильных полях, в квантовой области [74], а также анализа родственных синхротронному изгибного излучения и синхро-комптоновского излучения. Возникают и будут возникать и другие задачи (упомянем, например, о синхро-переходном излучении при движении заряда в неоднородной плазме, находящейся в магнитном поле [75]) (см. также гл. 8). Глава 6
ЭЛЕКТРОДИНАМИКА СПЛОШНОЙ СРЕДЫ
Гамильтоновский метод. Фотоны в среде. Излучение осциллятора в изотропной и анизотропной средах. Черепковское излучение. Эффект Доплера. Ондулятор в среде. Характерные особенности излучения частиц, движущихся в среде. Синхротронное излучение в плазме. Вакуум в сильном электромагнитном поле как двоякопреломляющая среда.
Если излучатель, например заряд, движется не в вакууме, а в среде, то вся картина излучения может радикально измениться. Достаточно сказать, что при заданном движении заряда он может, излучая в вакууме, вообще не излучать в среде и, наоборот, в отсутствие излучения в вакууме излучать в среде (в последнем случае мы в первую очередь имеем в виду излучение равномерно движущегося заряда). Теорию излучения в среде (при учете влияния среды) логичнее всего излагать на базе общей электродинамики сплошных сред или, по другой терминологии, макроскопической электродинамики. Но в плане настоящего курса представляется еще более естественным остановиться на теории излучения в среде сразу же после теории излучения в вакууме. Что же касается основ электродинамики сплошных сред, то они предполагаются известными читателям, хотя основные формулы мы сейчас напомним. Наконец, здесь нас будут интересовать в основном некоторые принципиальные вопросы и физическая сущность дела. Поэтому мы не будем стремиться к максимальной общности и в частности будем обычно пренебрегать пространственной дисперсией, часто считать среду изотропной и прозрачной и т. п. Вопросы же электродинамики сплошных сред в более общем плане будут еще освещены в дальнейшем (см. ниже гл. 11, 13, а также [76]).
Уравнения поля в среде запишем в виде
div D = 4яр, div H=O,
(6.1)
105 Эти уравнения отличаются от (1.1) заменой в первых двух уравнениях электрического поля E на электрическую индукцию D = E + 4яР. Среда считается немагнитной (поэтому магнитная индукция B = H; при учете пространственной дисперсии так обычно можно поступать и для магнитной среды, см. [76] и гл. 11). Кроме того, как и везде в этой книге, мы рассматриваем лишь покоящуюся среду (в используемой лабораторной системе отсчета скорость среды тождественно равна нулю). Наконец, если в (1.1) плотность тока была записана в виде pv, то в (6.1) введена плотность тока j. Из первых двух уравнений (6.1) следует соотношение (закон сохранения заряда)
