光學渡越輻射的性質
早在1945年， Ginzburg和Frank就預言了渡越輻射的存在，同時，他們還特別指出渡越輻射的強度、角分布及輻射場的偏振都只依賴於介質的介電常數，而與帶電粒子的速度變化無關。在這之後的許多年裡，為建立起這種現象的正確的理論描述，有許多實驗研究非相對論帶電粒子束穿過介質、電漿、非均勻介質、介電常數隨時間變化的介質等界面時產生的渡越輻射效應。
角分布和方向性
粒子從真空向介質入射時候，真空中渡越輻射的主方向為粒子速度在界面上的反射方向；粒子從介質向真空入射時，真空中渡越輻射的主方向就是粒子運動方向。
光學渡越輻射一般把圖中反射方向的渡越輻射稱為後向光，直傳方向的渡越輻射稱為前向光。
渡越輻射的圍繞主方向形成一定的角度分布，輻射強度最大的方向與主方向形成1/γ的夾角，這裡γ是入射粒子的相對論能量係數。也就是說，渡越輻射的角分布是一個空心光錐，光錐的錐角隨入射粒子能量增加而減小。如果粒子能量很高，光錐的錐角很小，此時渡越輻射的方向性很好。
偏振性
渡越輻射的偏振性很特殊，既非圓偏振，亦非普通的線偏振。
光學渡越輻射渡越輻射是以發光光錐中心線為中心“徑向”偏振的，即某條渡越輻射光線的偏振分量位於該光線與主方向形成的平面內。例如，圖中OC光線的偏振分量位於平面OO’C內。
頻譜分布
渡越輻射的頻譜很寬，從微波波段一直到X光波段，但更趨向於短波波段。對於前向光，集中於X光波段；而對於後向光，則集中於可見光和紫外波段。
光子產額
渡越輻射的光子產額比較低，並且和束流的能量成正比。當電子束能量為20MeV時，大約100個電子才產生一個光子。
發光時間特性
相對於螢光和磷光，渡越輻射可以認為是瞬態發光的。發光的延遲與考慮的頻譜寬度有光，對於光學渡越輻射，其發光延遲在fs量級。
光學渡越輻射的干涉現象
光學渡越輻射
干涉後光學渡越輻射將形成精細角分布結構考慮兩片斜45度放置的平行金屬膜，第二片膜對第一片膜的前向輻射起鏡面反射作用，第一片膜前向輻射場經第二片膜反射後和第二片膜的後向輻射場產生干涉。
光學渡越輻射的相干現象
當粒子束團入射到金屬界面上時，在觀測點的渡越輻射強度是束團中每個電子所發射輻射的疊加。
當觀測距離和束團長度相當時，各個粒子產生的輻射在相位上是隨機的，疊加後的輻射強度是單個電子輻射強度的N倍。這裡N是束團中粒子數量。
當觀測距離遠大於束團長度時，每個粒子產生的輻射在相位接近，疊加後發輻射強度可以接近單個電子輻射強度的N倍。這就是光學渡越輻射的相干現象，此時的渡越輻射一般也稱為相干渡越輻射(Coherent Transition Radiation)。
由於N一般在10量級，相干渡越輻射的強度可以獲得極大的增強。
光學渡越輻射在加速器束流測量中的套用
由於光學渡越輻射諸多優越的性質，使得其非常適合加速器束流測量。
1975年，L.Wartski首先提出了可以利用渡越輻射及其干涉現象來測量帶電粒子束的能量和散角，即由渡越輻射干涉條紋的位置來確定束能量，由干涉條紋的清晰度來確定束散角。
80年代，美國的Fiorito和Rule等利用OTR作為FEL的束測手段做了大量研究，其他許多實驗室也開始研究OTR。
90年代後，渡越輻射的研究在世界各大加速器實驗室廣泛展開。
束流截面
利用光學渡越輻射進行束流截面測量的道理很簡單，即直接利用CCD相機觀測OTR轉換靶上的束流產生的可見光。
束流發散角
單個粒子產生的光學渡越輻射角分布為空心光錐。
束流是許多粒子的集合，這些粒子的方向可能有一定的差別，形成了束流發散角。
一般情況下，束流產生的光學渡越輻射角分布也是空心光錐，但由於束流發散角的影響，此光錐的空心程度將減小，如圖所示。
光學渡越輻射如果測量得到光錐的空心程度，就可以反算出束流的發散角。
因此利用光學渡越輻射測量束流發散角的關鍵是獲得光學渡越輻射的較分布。測量方面一般是利用透鏡焦平面的特性。如圖所示。
光學渡越輻射如果利用光學渡越輻射的干涉現象，可以獲得更準確的測量結果。
束流發射度
束流發射度取決與束流截面和束流發散角兩個參數。在測得束流截面和束流發散角之後，即可得到束流發射度。
束團長度
由於渡越輻射是瞬態發光的，因此渡越輻射的發光持續時間即為束團長度。如果用高速的條紋相機記錄渡越輻射的發光持續時間，即可測量得到束團長度。
很多情況下，條紋相機的速度不夠，此時可以利用渡越輻射的相干現象測量束團長度。
渡越輻射在相干時，其輻射功率的頻譜分布和束團的長度具有相關性，利用干涉儀準確測量輻射功率的頻譜，即可計算得到束團長度。
