CERENKOV, Pavel
ČERENKOV, Pavel
Fisico sovietico, nato nel 1904; ricercatore all'Istituto di fisica dell'Accademia delle scienze dell'URSS. Premio Nobel per la fisica, con I. M. Frank e I. E. Tamm, per il 1958. Nel corso delle sue ricerche sulla luce emessa dai liquidi esposti alle radiazioni da sostanze radioattive, scoprì (1934) una debole luminosità residua, la cosiddetta luce di Čerenkov, emessa in particolari condizioni da certe sostanze, una volta eliminata ogni traccia di fluorescenza.
Luce (o radiazione) di Čerenkov. - È la luce suscitata in un mezzo trasparente da una particella carica, di dimensioni atomiche o subatomiche (per es. un elettrone), che lo attraversa con grande velocità.
Le caratteristiche sperimentali più notevoli della luce di Čerenkov in un mezzo omogeneo e isotropo sono le seguenti: 1) la distribuzione spettrale è continua, l'energia irradiata (per unità di percorso della particella) nell'intervallo di lunghezza d'onda fra λ e λ + dλ essendo, nel campo del. visibile e dell'ultravioletto vicino, proporzionale a dλ/λ3; 2) non vi è emissione di luce se la velocità v della particella è inferiore alla velocità di fase della luce nel mezzo vs = c/n (c, velocità della luce nel vuoto; n, indice di rifrazione del mezzo); 3) la luce viene emessa soltanto nelle direzioni che formano un ben determinato angolo con la direzione del moto della particella, legato alla velocità dalla relazione cos ϑ = c/(vn): le superfici d'onda sono coni, con i vertici rivolti nella direzione del moto, gli assi lungo la traiettoria della particella (supposta rettilinea) e semiapertura pari a π/2 − ϑ.
Una rappresentazione elementare e quantitativa del meccanismo con cui viene prodotta tale radiazione è la seguente. Supponiamo che una particella carica negativamente si muova con velocità relativamente piccola in un mezzo trasparente, nella direzione AB (fig. 1 a), e consideriamo gli atomi del mezzo in prossimità della traiettoria. In assenza della perturbazione elettromagnetica provocata dal passaggio della particella, tutti gli atomi avrebbero una certa forma, che per semplicità supporremo sferica. Il campo elettrico generato dalla particella provoca una distorsione degli atomi, spostando, rispetto ai nuclei positivi, le cariche negative degli elettroni periferici. Ogni atomo acquisterà pertanto un momento di dipolo elettrico, diretto verso la posizione P occupata dalla particella (in verso opposto se la particella è positiva) e di intensità decrescente al crescere della sua distanza da essa. Quando la particella si sposta (lentamente) dalla posizione P alla posizione P′, la distribuzione di polarizzazione si sposta anch'essa, in quanto gli atomi prossimi a P riassumono la loro forma non distorta, mentre quelli prossimi a P′ si polarizzano. Ogni elemento di volume del mezzo avente il centro sulla traiettoria diventa così sede di un campo di polarizzazione variabile, di breve durata; ma se la velocità della párticella è relativamente piccola, come abbiamo supposto, tale campo è a simmetria sferica ed il momento di dipolo elettrico risultante dell'elementino è sempre nullo. In un punto Q a grande distanza dalla traiettoria, non si può avere nessun campo elettrico risultante: non vi può pertanto essere irraggiamento.
La situazione è profondamente diversa se la particella si muove con una velocitù v confrontabile con la velocità c/n di propagazione del campo elettromagnetico nel mezzo. In tal caso non si può più trascurare lo spostamento della particella durante il tempo impiegato dalla perturbazione del campo elettrico per raggiungere e polarizzare gli atomi circostanti alla traiettoria. Se per esempio v = c/n, nell'istante t in cui la particella si trova in P gli atomi situati davanti a P (per esempio in P′′, fig. 1 b) non sono ancora polarizzati; allo stesso istante t, invece, gli atomi situati dietro a P sono già polarizzati. Il risultato è che il campo di polarizzazione intorno alla particella in moto non è più a simmetria sferica (pur conservando ovviamente la simmetria cilindrica intorno alla traiettoria): tutti gli elementi di volume del mezzo aventi il centro sulla traiettoria acquistano uno dopo l'altro e per una breve durata un momento di dipolo elettrico diverso da zero nella direzione della traiettoria, e pertanto irraggiano uno dopo l'altro un campo elettromagnetico impulsivo di breve durata. Le frequenze emesse saranno quelle corrispondenti alle componenti di Fourier dell'impulso di polarizzazione.
I dipoli elementari lungo la traiettoria sono fra loro coerenti, gli sfasamenti relativi essendo determinati dai ritardi con cui vengono "eccitati" l'uno dopo l'altro. È facile rendersi conto che in un istante determinato le onde elementari irraggiate interferiscono, in generale, distruttivamente; e che soltanto se è v > c/n le onde elementari possono risultare in fase in certe particolari posizioni. Basta per questo considerare la costruzione di Huygens schematizzata in fig. 2: per avere in un punto B interferenza positiva occorre che le onde sferiche elementari che partono da punti P, P′ della traiettoria infinitamente vicini, arrivino in B in fase. Siccome le distanze P′ B, P′′ B differiscono per infinitesimi di ordine superiore rispetto a PP′, per soddisfare la condizione occorre e basta che la particella percorra (con velocità v) il tratto PP′ nello stesso tempo Δt in cui l'onda emessa da P si propaga (con velocità c/n) da P a P″. Se ne deduce immediatamente
Si riconosce immediatamente che il luogo dei punti in cui è verificata la condizione di interferenza positiva è il cono rivolto all'indietro con vertice in D e semiapertura π/2 − ϑ, mentre il fascio di raggi emessi da D costituisce la superficie del cono rivolto in avanti perpendicolare a quello, cioè con semiapertura ϑ. Il cono di raggi si restringe fino a - 0 mano mano che la velocità della particella diminuisce fino al valore di soglia c/n. Per velocità inferiori la condizione di interferenza positiva non può essere mai soddisfatta.
Una trattazione meno elementare, basata sulla elettrodinamica classica, permette di calcolare, in ottimo accordo con l'esperienza, anche l'intensità, la distribuzione spettrale e lo stato di polarizzazione della luce di Čerenkov. L'energia E irraggiata per unità di percorso l da una particella di carica Ze iisulta espressa da
dove e è la carica dell'elettrone, ν è la frequenza della luce, e l'integrale va esteso a tutte le frequenze per cui risulta vn/c > 1, e quindi n(v) > 1. Questa condizione è quella che assicura la convergenza dell'integrale, che per un ipotetico mezzo non dispersivo divergerebbe per il contributo delle alte frequenze. La polarizzazione è rettilinea, col vettore elettrico giacente nel piano che contiene la traiettoria della particella.
Le trattazioni quantistiche portano a correzioni quantitativamente non rilevanti delle formule classiche [1], [2]. Altre importanti estensioni della teoria riguardano gli intervalli di frequenze in prossimità delle righe di assorbimento del mezzo, in cui, come è noto, si ha il fenomeno della dispersione anomala; la regione delle onde radio subcentimetriche; il caso dei mezzi anisotropi ed otticamente attivi; il caso dei mezzi fortemente ionizzati (plasmi); infine, l'emissione di luce di Čerenkov da particelle neutre ma dotate di momento elettrico o magnetico (per es. neutroni).
Bibl.: J. V. Jelley, Čerenkov radiation, Londra 1958.