光学渡越辐射（OTR）

早在1945年， Ginzburg和Frank就预言了渡越辐射的存在，同时，他们还特别指出渡越辐射的强度、角分布及辐射场的偏振都只依赖于介质的介电常数，而与带电粒子的速度变化无关。在这之后的许多年里，为建立起这种现象的正确的理论描述，有许多实验研究非相对论带电粒子束穿过介质、等离子体、非均匀介质、介电常数随时间变化的介质等界面时产生的渡越辐射效应。

角分布和方向性

粒子从真空向介质入射时候，真空中渡越辐射的主方向为粒子速度在界面上的反射方向；粒子从介质向真空入射时，真空中渡越辐射的主方向就是粒子运动方向。

一般把图中反射方向的渡越辐射称为后向光，直传方向的渡越辐射称为前向光。

渡越辐射的围绕主方向形成一定的角度分布，辐射强度最大的方向与主方向形成1/γ的夹角，这里γ是入射粒子的相对论能量系数。也就是说，渡越辐射的角分布是一个空心光锥，光锥的锥角随入射粒子能量增加而减小。如果粒子能量很高，光锥的锥角很小，此时渡越辐射的方向性很好。

偏振性

渡越辐射的偏振性很特殊，既非圆偏振，亦非普通的线偏振。

渡越辐射是以发光光锥中心线为中心“径向”偏振的，即某条渡越辐射光线的偏振分量位于该光线与主方向形成的平面内。例如，图中OC光线的偏振分量位于平面OO’C内。

频谱分布

渡越辐射的频谱很宽，从微波波段一直到X光波段，但更趋向于短波波段。对于前向光，集中于X光波段；而对于后向光，则集中于可见光和紫外波段。

光子产额

渡越辐射的光子产额比较低，并且和束流的能量成正比。当电子束能量为20MeV时，大约100个电子才产生一个光子。

发光时间特性

相对于荧光和磷光，渡越辐射可以认为是瞬态发光的。发光的延迟与考虑的频谱宽度有光，对于光学渡越辐射，其发光延迟在fs量级。

光学渡越辐射的干涉现象

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干涉后光学渡越辐射将形成精细角分布结构

考虑两片斜45度放置的平行金属膜，第二片膜对第一片膜的前向辐射起镜面反射作用，第一片膜前向辐射场经第二片膜反射后和第二片膜的后向辐射场产生干涉。

光学渡越辐射的相干现象

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当粒子束团入射到金属界面上时，在观测点的渡越辐射强度是束团中每个电子所发射辐射的叠加。

当观测距离和束团长度相当时，各个粒子产生的辐射在相位上是随机的，叠加后的辐射强度是单个电子辐射强度的N倍。这里N是束团中粒子数量。

当观测距离远大于束团长度时，每个粒子产生的辐射在相位接近，叠加后发辐射强度可以接近单个电子辐射强度的N倍。这就是光学渡越辐射的相干现象，此时的渡越辐射一般也称为相干渡越辐射(Coherent Transition Radiation)。

由于N一般在10量级，相干渡越辐射的强度可以获得极大的增强。

光学渡越辐射在加速器束流测量中的应用

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由于光学渡越辐射诸多优越的性质，使得其非常适合加速器束流测量。

1975年，L.Wartski首先提出了可以利用渡越辐射及其干涉现象来测量带电粒子束的能量和散角，即由渡越辐射干涉条纹的位置来确定束能量，由干涉条纹的清晰度来确定束散角。

80年代，美国的Fiorito和Rule等利用OTR作为FEL的束测手段做了大量研究，其他许多实验室也开始研究OTR。

90年代后，渡越辐射的研究在世界各大加速器实验室广泛展开。

束流截面

利用光学渡越辐射进行束流截面测量的道理很简单，即直接利用CCD相机观测OTR转换靶上的束流产生的可见光。

束流发散角

单个粒子产生的光学渡越辐射角分布为空心光锥。

束流是许多粒子的集合，这些粒子的方向可能有一定的差别，形成了束流发散角。

一般情况下，束流产生的光学渡越辐射角分布也是空心光锥，但由于束流发散角的影响，此光锥的空心程度将减小，如图所示。

如果测量得到光锥的空心程度，就可以反算出束流的发散角。

因此利用光学渡越辐射测量束流发散角的关键是获得光学渡越辐射的较分布。测量方面一般是利用透镜焦平面的特性。如图所示。

如果利用光学渡越辐射的干涉现象，可以获得更准确的测量结果。

束流发射度

束流发射度取决与束流截面和束流发散角两个参数。在测得束流截面和束流发散角之后，即可得到束流发射度。

束团长度

由于渡越辐射是瞬态发光的，因此渡越辐射的发光持续时间即为束团长度。如果用高速的条纹相机记录渡越辐射的发光持续时间，即可测量得到束团长度。

很多情况下，条纹相机的速度不够，此时可以利用渡越辐射的相干现象测量束团长度。

渡越辐射在相干时，其辐射功率的频谱分布和束团的长度具有相关性，利用干涉仪准确测量辐射功率的频谱，即可计算得到束团长度。

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