ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Тонкая кристаллическая пластина Кинематическая теория из "Рентгеновское переходное излучение " Для простоты будем полагать, что имеет место формула (12.3), т. е. [c.177] Особое положение занимает максимум, соответствующий значению Л = 0. Аргумент со/г — рассматриваемой функции не может равняться нулю ни при каких действительных значениях / и со. Однако в случае ультрарелятивистских частиц значение со/г — может стать очень близким к нулю. Для кристалла конечной толщины (т. е. для конечного значения Nz) функция F (o) v — Iq) при этом может иметь достаточно большое значение, сравнимое со своим максимальным значением/ (0) = A z+l. Физически это обстоятельство соответствует тому, что кристалл конечной толщины имеет границы, на которых рождается переходное излучение. Оно распространяется под малыми углами относительно траектории ультрарелятивистской частицы и образует центральное пятно излучения. [c.178] Здесь взят модуль величины os i , так как могут быть пятна, образованные в задней полусфере относительно направления движения заряженной частицы. [c.179] В приведенных выше формулах (13.12), (13.14) и (13.18) в силу условия (13.10) поглощением излучения в веществе можно пренебречь. [c.182] Нетрудно убедиться, что формула (13.12) для центрального пятна в пределах области своей применимости совпадает с формулой (2.21) для РПИ, полученной в макроскопической теории без учета кристаллической структуры вещества. [c.182] Полная интенсивность излучения в боковом пятне определяется формулой (13.18). Из этой формулы следует, что в случае тонкого кристалла, для которого применима рассматриваемая формула, полная интенсивность бокового пятна прямо пропорциональна толщине кристалла. При этом расположение боковых пятен и их интенсивности существенным образом зависят от структурных параметров кристалла. [c.183] Прямая пропорциональность полной интенсивности боковых пятен толщине кристалла указывает на то, что излучение в этих направлениях испускается со всей длины пути частицы внутри кристалла. Это излучение имеет близкое сходство с излучением Вавилова—Черенкова (п. 1.6.А). В однородной аморфной среде излучение Вавилова—Черенкова не возникает в области рентгеновских частот, где Re[s (to)] l, однако периодическая структура кристалла приводит к возникновению в определенных брэгговских направлениях рентгеновского излучения, которое также называют квазичеренковским (аналогичное излучение в периодической слоистой среде возможно и в других областях частот, и. первоначально оно было названо параметрическим черенковским. излучением [57.1]). [c.183] Когерентное рентгеновское излучение равномерно и прямолинейно движущейся заряженной частицы в кристалле впервые рассмотрено Тер-Микаеляном [61.13,69.1] методом теории возмущений, однако без учета критерия его применимости (13.10). При этом автор рассматривал бесконечный кристалл, для которого нельзя ограничиться только первым приближением теории возмущений. В силу этого обстоятельства частотно-угловое распределение интенсивности излучения получилось не вполне корректным вместо (13.14) было получено выражение, содержащее -функции, т. е. распределение имело бесконечно узкую угловую (или частотную) ширину. В действительности же корректными являются распределения (13.14) и (13.12) для тонких кристаллических пластин, удовлетворяющих условию (13.10) (по этому поводу см. также [72.29]). А в случае пластин произвольной толщины необходимо отказаться от теории возмущений, о чем подробно сказано, в следующем параграфе. [c.183] Вернуться к основной статье