Thomson szétszórva

Az oldal jelenlegi verzióját még nem ellenőrizték tapasztalt közreműködők, és jelentősen eltérhet a 2021. szeptember 23-án felülvizsgált verziótól ; az ellenőrzéshez 1 szerkesztés szükséges .

Thomson (Thompson) szórás (Thomson scattering) - elektromágneses sugárzás rugalmas szóródása töltött részecskéken . A beeső hullám elektromos és mágneses tere felgyorsítja a töltött részecskét. Egy felgyorsult töltött részecske elektromágneses hullámokat sugároz . Így a beeső hullám energiája részben átalakul a szórt hullám energiájává – szóródás történik. Ezt a fajta szóródást J. J. Thomson angol fizikus magyarázta . A szórási keresztmetszet nem függ a frekvenciától elektromágneses hullám és ugyanez az előre és hátra szórásra. A szórt sugárzás frekvenciája megegyezik a beeső sugárzás frekvenciájával.

A nemrelativisztikus közelítésben (a részecskesebesség jóval kisebb, mint a fénysebesség) a részecskére elsősorban a beeső hullám elektromos tere hat. Ebben az esetben a részecske elkezd oszcillálni az elektromos tér irányába, és dipólus elektromágneses sugárzást bocsát ki. A felgyorsult részecske túlnyomórészt a gyorsulásra merőleges irányba sugárzik , és a sugárzás a gyorsulással párhuzamosan polarizálódik .

A szórt hullám intenzitását (az egységnyi térfogatra, egységnyi időre és egységnyi térszögre vetített spektrális teljesítménysűrűség ) a következő egyenlet írja le (az SI rendszerben):

\frac{d\varepsilon_\lambda}{d\Omega}=I_{0\lambda}n\left(\frac{q^2}{4\pi\varepsilon_0 mc^2}\right)^2\frac{ 1+\cos^2\varphi}{2};

ahol a töltött részecskék sűrűsége, a részecske töltése, a részecske tömege, a beeső sugárzás teljesítményspektrális sűrűsége, a beeső hullám és a megfigyelési irány közötti szög , a vákuum $n$ $q$ $m$ $I_{0\lambda}$ $\varphi$ $\varepszilon_{0}$

A mennyiséget differenciális szórási keresztmetszetnek nevezzük. $\frac{d\sigma}{d\Omega}=\left(\frac{q^2}{4\pi\varepsilon_0 mc^2}\right)^2\frac{1+\cos^2\varphi} {2}$

A mennyiséget teljes szórási keresztmetszetnek nevezzük. Amint a képletből következik, a proton általi szóródás keresztmetszete elhanyagolható az elektron általi szórás keresztmetszetéhez képest (fordítva arányos a tömeg négyzetével). $\sigma_T=\frac{8\pi}{3}\left(\frac{q^2}{4\pi\varepsilon_0 mc^2}\right)^2$

Egy elektron esetében a Thomson-szórási keresztmetszete m² = 0,6652 barn . $\sigma _{T}=6652\times \,10^{-29}$

Az m értéket klasszikus elektronsugárnak nevezzük . $\frac{e^2}{4\pi\varepsilon_0 m_ec^2}=2,8\times\,10^{-15}$

A nagyenergiájú (röntgen- és gamma-) fotonok elektronok általi szórását a szórt sugárzás hullámhosszának kvantumhatások miatti változása jellemzi, vagyis megszűnik Thomson lenni. Ezt a változó hullámhosszú szórást Compton-effektusnak nevezzük . A Compton-szórás nemcsak a szórt foton energiájának változásában, hanem eltérő szögeloszlásában is különbözik a Thomson-szórástól (konkrétan a Compton-szórás elsősorban előre, a beeső foton irányába, míg a Thomson-szórás előre-hátra történik szimmetrikus - a képletből látható, hogy a keresztmetszet nem függ a θ szög előjelétől ). A nulla frekvenciák határán azonban a Compton-szórás differenciális keresztmetszete ( amelyet a Klein-Nishina képlet ír le ) átmegy a Thomson-szórásba.

Irodalom

V. N. Citovics. A Thomson-szórás fizikai értelmezéséről a plazmában // UFN . - 2013. - T. 183 . – S. 195–206 .

Sheffield D. Elektromágneses sugárzás szórása plazmában. — M .: Atomizdat, 1978. — 280 p.

Thomson szétszórva

Irodalom

Lásd még