Radiația de sincrotron

Radiația sincrotron este radiația undelor electromagnetice de către particule încărcate relativiste care se deplasează de-a lungul unei traiectorii curbilinii, adică având o componentă de accelerație perpendiculară pe viteza. Radiația de sincrotron este creată în sincrotroni , inele de stocare ale acceleratoarelor , atunci când particulele încărcate se deplasează printr-un ondulator (acesta din urmă, împreună cu alte cazuri când o particulă se mișcă într-un câmp magnetic alternativ, se distinge uneori într-un tip separat - radiația ondulatoare ). Frecvența radiațiilor poate include o gamă spectrală foarte largă, de la unde radio la raze X.

Datorită radiației sincrotron, acceleratoarele de particule încărcate au început să fie folosite ca surse de lumină puternice, în special în acele intervale de frecvență în care crearea altor surse, cum ar fi laserele , este asociată cu dificultăți.

În afara condițiilor terestre, radiația sincrotron este produsă de unele obiecte astronomice (de exemplu, stele neutronice , lacertide ). Are o distribuție specială, non-termică a frecvenței și caracteristici de polarizare .

Diferențele față de radiația ciclotronului

Radiația sincrotron este un caz special de bremsstrahlung magnetic. Bremsstrahlung-ul particulelor încărcate nerelativiste se numește radiație ciclotron . O caracteristică a radiației sincrotron este că se propagă în principal într-un con îngust în direcția mișcării electronilor, adică tangențial la traiectoria mișcării sale ( „efectul reflectorului”), în timp ce radiația ciclotronului se propagă pe întregul plan perpendicular pe traiectorie. de mişcare. Datorită efectului Doppler , frecvența acestuia este mult mai mare decât cea a ciclotronului (un alt aspect este că liniile de armonice înalte ale spectrului sunt foarte apropiate, deci este aproape continuă, spre deosebire de ciclotron) [1] . De asemenea, radiația sincrotron este foarte polarizată .

Proprietăți

Intensitate

Intensitatea totală a bremsstrahlungului magnetic atunci când o particulă încărcată se mișcă de-a lungul unei traiectorii circulare într-un câmp magnetic este dată de formula [2]

I={\frac {2e^{4}B^{2}v^{2}}{3m^{2}c^{5}(1-v^{2}/c^{2} )}}\,,

unde I este intensitatea, e este sarcina electrică a particulei, m este masa acesteia , v este viteza , B este inducția magnetică , c este viteza luminii .

În cazul relativist, când viteza particulelor este apropiată de viteza luminii, numitorul crește rapid, iar intensitatea radiației sincrotron devine proporțională cu pătratul energiei, spre deosebire de proporționalitatea energiei pentru radiația ciclotronică nerelativista [3] :

I={\frac {2e^{4}B^{2}}{3m^{2}c^{3}}}{\left({\frac {E}{mc^{2}} }\dreapta)}^{2}\,,

unde E este energia particulei [4] .

În cazul unui electron, energia este emisă într-o singură rotație , unde energia este măsurată în GeV, iar raza traiectoriei este în metri [5] . $\Delta E=88{\frac {E^{4}}{R}}$

Distribuție unghiulară

Radiația sincrotron este foarte anizotropă. Când o particulă se mișcă într-un cerc într-un accelerator, este concentrată în principal în planul orbitei; atunci când se folosește un ondulator, este îndreptată în principal înainte în direcția mișcării particulei. Abaterea unghiulară nu depășește [4]

\Delta \theta ={\frac {mc^{2}}{E}}

unde este energia particulei ( pentru particule ultrarelativiste). $E$ $E\gg mc^{2}$

De exemplu, un electron cu o energie de 2 GeV radiază într-un con cu un unghi la vârf de 50 de secunde de arc [6] .

Spectrul

Spectrul de frecvență al radiației este liniar cu valorile frecvențelor , unde este frecvența de rotație a particulei ( frecvența ciclotronului ), cu toate acestea, maximul de radiație cade pe armonici înalte: $\omega _{H}(n+1/2)$ $\omega _{H}$

\omega _{max}=\omega _{H}\gamma ^{3)

, unde ,

\gamma =\left({\frac {E}{mc^{2)}}\right)

unde liniile spectrului sunt situate foarte dens, deci putem vorbi de cvasi-continuitatea spectrului [7] .

Formula generală care exprimă intensitatea radiației în funcție de frecvență se scrie ca [7] :

$dI={\frac {{\sqrt {3}}e^{3}B}{2\pi mc^{2}}}{\frac {\omega }{\omega _{c}}} \int _{\omega /\omega _{c}}^{\infty }K_{5/3}(\eta )\,d\eta$ ,

unde este frecvența critică

\omega _{c}={\frac {3eB}{2mc}}\left({\frac {E}{mc^{2}}}\right)^{2}

a - Funcția Macdonald (funcția Bessel modificată de al doilea fel ) $K_{\nu }(\eta )$

În cazul în care n este mult mai mic decât , intensitatea radiației este egală cu $\gamma ^{3}$

I_{n}=0,52{\frac {e^{4}B^{2}}{m^{2}c^{3}}}\gamma ^{2}n^{1/ 3}

iar în cazul unui n mult mai mare:

I_{n}={\frac {e^{4}B^{2}n^{1/2}}{2{\sqrt {\pi }}m^{2}c^{3} }}\gamma ^{5/2}\exp \left[{-{\frac {2}{3}}n\gamma ^{3}}\right]

Impuls

Un observator din exterior vede radiația doar atunci când particula se mișcă direct spre el. Din această cauză, el nu o poate percepe tot timpul, ci fixează impulsurile individuale cu o frecvență egală cu frecvența de rotație a particulei. Durata fiecărui impuls este:

\tau ={\frac {R}{2\gamma ^{3}c))

dacă observatorul se află în planul de rotație al particulei.

Polarizare

Radiația este polarizată liniar în planul de rotație a particulelor. Părțile radiației direcționate deasupra sau sub planul de rotație sunt polarizate eliptic la dreapta și, respectiv, la stânga. Radiația îndreptată în planul perpendicular de rotație are polarizare circulară, dar intensitatea radiației la unghiuri mari scade exponențial.

Istorie

În 1895, Wilhelm Conrad Roentgen a descoperit radiația, care mai târziu a fost numită după el . În 1897 Joseph Thomson a descoperit electronul . În același an, Joseph Larmor a arătat că particulele care se accelerează radiază unde electromagnetice și deja în 1898 Alfred-Marie Lienard a descris radiația unei particule care se mișcă în cerc - prototipul sincrotronului [8] .

În 1907, George Schott , dezvoltând teoria spectrelor, a derivat formule care descriu radiația unui electron în timpul rotației la viteze relativiste. În lucrarea sa, Schott nu a ținut cont de efectele cuantice, așa că nu a fost potrivit pentru scopul său principal - explicația spectrelor atomice și, prin urmare, nu a devenit cunoscut, dar formulele pentru distribuția unghiulară a radiațiilor s-au dovedit a fi corecte. pentru cazul rotației macroscopice [9] .

În 1944, Dmitri Ivanenko și Isaak Pomeranchuk și, independent de ei, Julian Schwinger au derivat ecuații care descriu radiația particulelor dintr-un betatron și au determinat energia maximă care ar putea fi atinsă în acesta [10] . În 1946, experimentele lui John Blewitt au confirmat concluziile lor cu privire la pierderea de energie de către electroni în betatron, dar radiația nu a fost înregistrată direct, deoarece nu a fost luată în considerare deplasarea spectrului de radiații către regiunea de înaltă frecvență [11] .

27 aprilie 1947 Herbert Pollock, Robert Langmuir, Frank Elder și Anatoly Gurevich, în timp ce lucrau cu sincrotronul la laboratorul General Electric din Schenectady , New York, au observat o lumină vizibilă emisă de un fascicul de electroni. Acest fenomen a fost neașteptat și a fost observat întâmplător. După cercetări, a fost corelat cu radiația electronilor relativiști [12] [13] prezisă de Pomeranchuk și Ivanenko .

În 1949, John Bolton a înregistrat radiația sincrotron de la unele obiecte astronomice ( Nebuloasa Crab , galaxia Centaurus A și altele) [14] .

Surse de radiații

Artificial

Începând cu 2021, în lume funcționează peste 50 de surse de radiație sincrotron . Cel mai mult - în SUA (9) și Japonia (8) [15] .

Toate sursele sunt împărțite condiționat în trei generații. Schema lor de bază este similară, dar parametrii diferă în ordine de mărime. În medie, în ultimii 50 de ani, la fiecare zece ani, luminozitatea surselor de raze X de radiație sincrotron a crescut de o mie de ori [16] .

Prima generație

Primele surse de radiație sincrotron au fost acceleratoarele de înaltă energie, care nu au fost concepute pentru a o genera. Radiația a fost considerată a fi un efect parazitar, care a împiedicat funcționarea sincrotronilor și betatronilor. Asemenea surse au fost folosite în primele experimente asupra radiației sincrotron în anii 1950 și 1960 [17] .

A doua generație

După ce beneficiile radiației sincrotron au devenit clare, au început să fie construite dispozitive menite să o creeze, așa-numitele „fabrici de fotoni”. Astfel de sincrotroni specializati se numesc inele de stocare [17] . Ele sunt construite în așa fel încât să rețină un fascicul de electroni pentru o lungă perioadă de timp. Pentru a face acest lucru, în ele se menține un vid ridicat și se folosesc aranjamente speciale ( quadrupol și sextupol ) ale magneților, care fac posibilă formarea unui fascicul compact de emisie mică .

A treia generație

A treia generație nu folosește ca emițători magneți de îndoire, ci dispozitive speciale plug-in: wiggler și ondulatoare - elemente care generează un câmp magnetic alternant puternic, iar atunci când un fascicul de electroni intră în ei, radiație sincrotron de luminozitate spectrală mare. Astfel de inele de stocare susțin posibilitatea injectării continue a electronilor în fascicul, ceea ce face posibilă menținerea curentului său stabil pentru un timp aproape nelimitat [17] [16] .

A patra generație

A patra generație, datorită sistemului magnetic mai complex al inelului de stocare, formează o emitanță excepțional de mică a fasciculului de electroni, făcând posibilă apropierea limitei de difracție a mărimii sursei de lumină.

Natural

O caracteristică a surselor naturale de radiație sincrotron este distribuția largă de energie a particulelor încărcate (protoni, electroni și nuclee ale elementelor grele) care trec printr-un câmp magnetic. De obicei, energia razelor cosmice are o distribuție a legii puterii (exponentul este în medie −3), astfel încât spectrul total de radiații ia o formă diferită - de asemenea o lege a puterii, [18] . Valoarea se numește indice spectral de radiație. Un alt aspect este autoabsorbția radiației de către un flux de particule , datorită căruia se observă un „blocare” în spectre la frecvențe joase (acestea sunt absorbite mai bine decât cele înalte). De asemenea, particulele emițătoare se pot deplasa într-o plasmă rarefiată , ceea ce modifică foarte mult distribuția intensității radiației (efectul Razin-Tsitovich) [19] . $I(E)\sim E^{-\beta )$ $I(\nu )\propto \nu ^{\frac {-(\beta -1)}{2))$ ${\frac {\beta -1}{2)}$

O altă caracteristică importantă a surselor astronomice de radiație sincrotron este că particulele se mișcă adesea într-un câmp magnetic alternativ. Câmpul magnetic al galaxiilor este foarte slab, astfel încât razele de mișcare ale particulelor ultrarelativiste sunt de sute de kilometri sau mai mult. În același timp, însăși structura câmpului magnetic al galaxiei este confuză, motiv pentru care mișcarea particulelor din ea seamănă cu cea browniană [18] . Câmpul magnetic al obiectelor mai mici, precum stelele neutronice, are o intensitate mai mare, dar și o întindere spațială mult mai mică.

Se pot distinge următoarele surse de radiație cosmică sincrotron:

Nucleele galaxiilor active. Astfel de structuri se găsesc în quasari și în multe radiogalaxii [20] .
„Bule radio” sau „lobi” ( ing. lobi - structuri la scară mare (dimensiunile lor ajung la 4 Mpc), bulele sunt umplute cu gaz, de obicei situate simetric în jurul unei galaxii sau quasar [21] . În Galaxia noastră, există similare obiecte - bule Fermi .
Jeturile relativiste , sau jeturile , sunt jeturi lungi (până la 300.000 de ani lumină [22] ) de gaze care scapă din nucleele galactice [21] .
Stele neutronice - intensitatea câmpului electric de lângă suprafața acestor stele compacte ajunge la 6 × 10 10 W / cm, astfel încât particulele din el accelerează rapid la viteze relativiste și încep să interacționeze cu câmpul magnetic extrem de puternic al stelei. Fotonii produși în timpul acestei interacțiuni sunt unul dintre principalele canale pentru pierderea energiei de rotație de către o stea neutronică [23] .
Rămășițe de supernovă . O explozie de supernovă accelerează particulele, iar o undă de șoc în gazul interstelar le comprimă și creează o zonă de câmp magnetic îmbunătățit. Particulele accelerate de o supernova strălucesc în nebuloasele tinere, în timp ce razele cosmice de înaltă energie strălucesc în nebuloasele mai vechi [24] .

Fenomene temporare însoțite de radiații sincrotron pot fi observate și pe Soare, precum și pe planete gigantice ( Jupiter și Saturn ) [25] .

Radiația sincrotron neelectromagnetică

Particulele încărcate care se mișcă rapid într-un câmp magnetic trebuie să radieze nu numai electromagnetice, ci și, cu intensitate foarte scăzută, toate celelalte câmpuri cu care interacționează. Toate particulele trebuie să emită unde gravitaționale . Protonii trebuie să se descompună și să se transforme în alte particule odată cu emisia de pi-mezoni, pozitroni și neutrini ( ). [26] $p\la n+\pi ^{+},p\la p+\pi ^{0},p\la n+e^{+}+\nu$

Din punctul de vedere al unui observator într-un cadru de referință accelerat, procesul de dezintegrare a protonului este cauzat de ciocnirea protonului cu fundalul termic al diferitelor particule ( efectul Unruh ). Pentru detectarea experimentală a dezintegrarii unui proton accelerat sunt necesare accelerații foarte mari, care încă nu pot fi create [27] .

Note

↑ Fetisov, 2007 , p. 97.
↑ Landau și Lifshitz 1974 , p. 256.
↑ Syrovatsky S.I. Synchrotron radiation // Enciclopedia fizică : [în 5 volume] / Cap. ed. A. M. Prohorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1994. - V. 4: Poynting - Robertson - Streamers. - 704 p. - 40.000 de exemplare. - ISBN 5-85270-087-8 .
↑ 1 2 Landau, Lifshitz, 1974 , p. 258.
↑ Copie de arhivă cu radiații sincrotron din data de 1 mai 2021 la Wayback Machine (rusă)
↑ Fetisov, 2007 , p. 96.
↑ 1 2 Landau, Lifshitz, 1974 , p. 259.
↑ Synchrotron light Arhivat la 31 martie 2016 la Wayback Machine
↑ Istoria radiației sincrotronului Arhivat 5 august 2020 la Wayback Machine
↑ Despre energia maximă atinsă într-un Betatron Arhivat la 1 mai 2021 la Wayback Machine
↑ Synchrotron radiation Arhivat 1 mai 2021 la Wayback Machine (rusă)
↑ Evoluția sursei dedicate de lumină sincrotron Arhivat 9 august 2017 la Wayback Machine
↑ Radiația de la electroni într-un sincrotron Arhivat 21 aprilie 2020 la Wayback Machine
↑ Radiația sincrotron, o bază a astrofizicii moderne Arhivat la 1 mai 2021 la Wayback Machine
↑ Sursele de lumină ale lumii Arhivat 7 mai 2021 la Wayback Machine
↑ 1 2 Radiația de sincrotron la INP: formula succesului Copie de arhivă din 26 noiembrie 2020 la Wayback Machine (rusă)
↑ 1 2 3 Radiația sincrotronului în nanotehnologie Copie de arhivă datată 1 mai 2021 la Wayback Machine (rusă)
↑ 1 2 Raze cosmice și radiații sincrotron Copie de arhivă datată 1 mai 2021 la Wayback Machine (rusă)
↑ Synchrotron radiation Arhivat 10 august 2020 la Wayback Machine (rusă)
↑ Verhodanov, Pariyskiy, 2009 , p. 40.
↑ 1 2 Verhodanov, Pariyskiy, 2009 , p. 41.
↑ Un jet din galaxia Pictor A s-a dovedit a fi de trei ori mai lung decât Calea Lactee Arhivat 18 noiembrie 2018 la Wayback Machine (rusă)
↑ Pulsars Arhivat la 1 mai 2021 la Wayback Machine (rusă)
↑ Rămășițele supernovei Arhivat 1 mai 2021 la Wayback Machine (rusă)
↑ Sagan, 2018 , p. 320.
↑ Ginzburg V. L. , Syrovatsky S. I. Cosmic magnetic bremsstrahlung (sincrotron) radiation // UFN 87 65–111 (1965)
↑ Daniel AT Vanzella și George EA Matsas Decăderea protonilor accelerați și existența efectului Fulling-Davies-Unruh // Phys. Rev. Lett. 87, 151301 – Publicat 25 septembrie 2001

Literatură

Enciclopedia fizică, vol. 4 - M.: Marea Enciclopedie Rusă p. 532 și p. 533 .
G. Fetisov. Radiația de sincrotron. Metode de studiere a structurii substanţelor . - M. : Fizmatlit, 2007. - 672 p. — ISBN 9785457966543 .
Landau L.D. , Lifshits E.M. Teoria câmpului // Fizică teoretică . - M . : Nauka, 1974. - T. 2.
K.Sagan . Creierul lui Brock. Despre știință, spațiu și om . - M. : Editura Alpina, 2018. - 458 p. — ISBN 9785001390404 .
Oleg Verhodanov, Yuri Pariyskiy. Galaxii radio și cosmologie . - M. : Fizmatlib, 2009. - 304 p. — ISBN 9785457967557 .