|
|
 |
Рассмотрим поле, создаваемое системой движущихся зарядов на расстояниях, больших по сравнению с ее собственными размерами.
Выберем начало координат O где-либо внутри системы зарядов. Радиус-вектор из О в точку наблюдения поля Р обозначим через R0, а единичный вектор в этом направлении через n. Радиус-вектор элемента заряда dе=ρdV пусть будет r, а радиус-вектор от de в точку Р обозначим как R; очевидно, что R=R0−r.
Подробнее: Поле системы зарядов на далеких расстояниях
Временем rn/c в подынтегральных выражениях запаздывающих потенциалов (66.1), (66.2) можно пренебречь, если за это время распределение зарядов мало меняется. Легко найти условия осуществления этого требования. Пусть T означает порядок величины времени, в течение которого распределение зарядов в системе меняется заметным образом. Излучение этой системы будет, очевидно, обладать периодом порядка T (т. е. частотой порядка 1 /T).
Подробнее: Дипольное излучение
В задачах об излучении при столкновениях (его называют тормозным излучением) редко представляет интерес излучение, сопровождающее столкновение двух частиц, движущихся по определенным траекториям. Обычно приходится рассматривать рассеяние целого пучка параллельно движущихся частиц, и задача состоит в определении полного излучения, отнесенного к единице плотности потока частиц.
Подробнее: Дипольное излучение при столкновениях
Рассмотрим низкочастотный «хвост» спектрального распределения тормозного излучения: область частот, малых по сравнению с той частотой (обозначим ее через ω0), в области которой сосредоточена основная часть излучения:
ω ≪ ω0. (69.1)
Подробнее: Тормозное излучение малых частот
В этом параграфе мы выведем для справочных целей ряд формул, относящихся к дипольному излучению системы из двух заряженных частиц; предполагается, что скорости частиц малы по сравнению со скоростью света.
Подробнее: Излучение при кулоновом взаимодействии
Рассмотрим теперь излучение, обусловленное следующими членами разложения векторного потенциала по степеням отношения a/λ размеров системы к длине волны, по-прежнему предполагающегося малым. Хотя эти члены, вообще говоря, малы по сравнению с первым (дипольным), они существенны в тех случаях, когда дипольный момент системы равен нулю, так что дипольное излучение вообще отсутствует.
Подробнее: Квадрупольное и магнитно-дипольное излучения
Формулы дипольного излучения были выведены нами для ноля на расстояниях, больших по сравнению с длиной волны (и тем более по сравнению с размерами излучающей системы). Мы будем по-прежнему считать, что длина волны велика по сравнению с размерами системы, но будем рассматривать поле на расстояниях, хотя и больших по сравнению с последними, но сравнимыми с длиной волны.
Подробнее: Поле излучения на близких расстояниях
Рассмотрим теперь заряженную частицу, движущуюся со скоростью не малой по сравнению со скоростью света.
Формулы, выведенные в предположении υ≪c, неприменимы к этому случаю непосредственно. Мы можем, однако, рассматривать частицу в той системе отсчета, в которой она в данный момент покоится; в этой системе отсчета упомянутые формулы, очевидно, применимы (обращаем внимание на то, что это возможно сделать лишь в случае одной движущейся частицы; для нескольких частиц не существует, вообще говоря, системы отсчета, в которой бы все они одновременно покоились).
Подробнее: Излучение быстро движущегося заряда
Рассмотрим излучение заряда, движущегося с произвольной скоростью по окружности в постоянном однородном магнитном поле; такое излучение называют магнито-тормозным.
Подробнее: Магнито-тормозное излучение
Разложение потенциалов поля системы зарядов в ряд по степеням ν/c приводит во втором приближении к функции Лагранжа, вполне определяющей (в этом приближении) движение зарядов. Произведем теперь разложение поля до членов более высокого порядка и выясним, к каким эффектам приводят эти члены.
Подробнее: Торможение излучением
|
|
|
