Szinkrotron sugárzás

A szinkrotronsugárzás az elektromágneses hullámok sugárzása, amelyet relativisztikus töltésű részecskék sugároznak, amelyek görbe pályán mozognak, vagyis amelyeknek a sebességre merőleges gyorsulási összetevője van. A szinkrotron sugárzás szinkrotronokban , gyorsítók tárológyűrűiben jön létre, amikor a töltött részecskék egy hullámzón keresztül mozognak (ez utóbbit, valamint más eseteket, amikor egy részecske váltakozó mágneses térben mozog, néha külön típusba sorolják - a hullámzó sugárzást ). A sugárzás frekvenciája nagyon széles spektrumtartományt foglalhat magában, a rádióhullámoktól a röntgensugárzásig .

A szinkrotronsugárzásnak köszönhetően a töltött részecskegyorsítókat erőteljes fényforrásként kezdték használni, különösen azokban a frekvenciatartományokban, ahol más források, például lézerek létrehozása nehézségekkel jár.

A földi körülményeken kívül egyes csillagászati objektumok (például neutroncsillagok , lacertidok ) szinkrotronsugárzást állítanak elő . Speciális, nem termikus frekvenciaelosztási és polarizációs jellemzőkkel rendelkezik .

Különbségek a ciklotronsugárzástól

A szinkrotronsugárzás a mágneses fékezés egy speciális esete. A nem relativisztikus töltésű részecskék fékezését ciklotronsugárzásnak nevezzük . A szinkrotron sugárzás sajátossága, hogy az elektronmozgás irányában főleg keskeny kúpban terjed, azaz mozgásának pályáját érintőlegesen ( „spotlight effect”), míg a ciklotron sugárzás a teljes, a pályára merőleges síkon terjed. a mozgás. A Doppler-effektus miatt frekvenciája jóval nagyobb, mint a ciklotroné (másik szempont, hogy a spektrum magas felharmonikusainak vonalai nagyon közel vannak, így a ciklotrontól eltérően szinte folytonos) [1] . Ezenkívül a szinkrotron sugárzás erősen polarizált .

Tulajdonságok

Intenzitás

A feltöltött részecske mágneses térben körpályán való mozgása során fellépő mágneses törés teljes intenzitását a [2] képlet adja meg.

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

ahol I az intenzitás, e a részecske elektromos töltése , m a tömege , v a sebessége , B a mágneses indukció , c a fénysebesség .

Relativisztikus esetben, amikor a részecskesebesség közel van a fénysebességhez, a nevező gyorsan növekszik, és a szinkrotron sugárzás intenzitása arányossá válik az energia négyzetével, ellentétben a nem relativisztikus ciklotron sugárzás energiaarányosságával [3] :

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

ahol E a részecske energiája [4] .

Egy elektron esetében egy fordulat alatt energiát bocsátanak ki , ahol az energiát GeV-ben mérik, a pálya sugara pedig méterben [5] . $\Delta E=88{\frac {E^{4}}{R}}$

Szögeloszlás

A szinkrotron sugárzás nagyon anizotróp. Ha egy részecske egy gyorsítóban körben mozog, akkor főként a pálya síkjában koncentrálódik, hullámzó használatakor főként előre, a részecske mozgásának irányában irányul. A szögeltérés nem haladja meg a [4]

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

ahol a részecske energiája ( ultrarelativisztikus részecskék esetében). $E$ $E\gg mc^{2}$

Például egy 2 GeV energiájú elektron egy kúpban sugárzik ki, amelynek szöge a tetején 50 ívmásodperc [6] .

Spectrum

A sugárzás frekvenciaspektruma lineáris a frekvenciák értékeivel , ahol a részecske forgási frekvenciája ( ciklotron frekvencia ), azonban a sugárzási maximum a magas harmonikusokra esik: $\omega _{H}(n+1/2)$ $\omega _{H}$

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

, hol ,

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

ahol a spektrum vonalai nagyon sűrűn helyezkednek el, így a spektrum kvázi folytonosságáról beszélhetünk [7] .

A sugárzás frekvenciától függő intenzitását kifejező általános képlet a következőképpen írható fel: [7] :

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

hol van a kritikus frekvencia

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

a - Macdonald-függvény ( a második típusú módosított Bessel-függvény ) $K_{\nu }(\eta )$

Abban az esetben, ha n sokkal kisebb, mint , a sugárzás intenzitása egyenlő $\gamma ^{3}$

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

és sokkal nagyobb n esetén:

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}}\jobbra]

Impulzus

A külső szemlélő csak akkor lát sugárzást, ha a részecske közvetlenül feléje mozog. Emiatt nem tudja folyamatosan érzékelni, hanem a részecske forgási frekvenciájával megegyező frekvenciájú egyedi impulzusokat rögzít. Az egyes impulzusok időtartama:

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

ha a megfigyelő a részecske forgási síkjában van.

Polarizáció

A sugárzás lineárisan polarizált a részecskeforgás síkjában. A sugárzás forgási síkja fölé vagy alá irányuló részei jobbra, illetve balra elliptikusan polarizáltak. A merőleges forgássíkban irányított sugárzás körpolarizációjú, de a nagy szögek esetén a sugárzás intenzitása exponenciálisan csökken.

Történelem

1895-ben Wilhelm Conrad Roentgen felfedezte a sugárzást, amelyet később róla neveztek el . 1897-ben Joseph Thomson felfedezte az elektront . Ugyanebben az évben Joseph Larmor kimutatta, hogy a gyorsuló részecskék elektromágneses hullámokat sugároznak, és Alfred-Marie Lienard már 1898 -ban leírta egy körben mozgó részecske sugárzását - a szinkrotron prototípusát [8] .

George Schott 1907-ben a spektrumelméletet kidolgozva olyan képleteket állított le, amelyek leírják az elektron sugárzását a relativisztikus sebességű forgás során. Schott munkája során nem vette figyelembe a kvantumhatásokat, így nem volt alkalmas fő céljára - az atomspektrumok magyarázatára, ezért nem is vált ismertté, de a sugárzás szögeloszlásának képletei helyesnek bizonyultak. makroszkopikus forgatás esetére [9] .

1944-ben Dmitrij Ivanenko és Isaak Pomeranchuk , valamint tőlük függetlenül Julian Schwinger egy betatronban lévő részecskék sugárzását leíró egyenleteket vezettek le , és meghatározták az abban elérhető maximális energiát [10] . 1946-ban John Blewitt kísérletei megerősítették a betatronban lévő elektronok energiaveszteségére vonatkozó következtetéseiket, de a sugárzást közvetlenül nem rögzítették, mivel a sugárzási spektrum eltolódását a nagyfrekvenciás tartományba nem vették figyelembe [11]. .

1947. április 27. Herbert Pollock, Robert Langmuir, Frank Elder és Anatolij Gurevich, miközben a New York állambeli Schenectadyban található General Electric laboratóriumában a szinkrotronnal dolgoztak , egy elektronsugár által kibocsátott látható fényt észleltek. Ez a jelenség váratlan volt, és véletlenül vették észre. Kutatások után korrelálták a Pomerancsuk és Ivanenko által megjósolt relativisztikus elektronok sugárzásával [12] [13] .

1949-ben John Bolton rögzítette egyes csillagászati objektumok ( Rák-köd , Centaurus A galaxis és mások) szinkrotronsugárzását [14] .

Sugárforrások

Mesterséges

2021-ig több mint 50 szinkrotron sugárforrás működik a világon . Leginkább az USA-ban (9) és Japánban (8) [15] .

Minden forrás feltételesen három generációra oszlik. Alapsémájuk hasonló, de a paraméterek nagyságrendekkel eltérnek. Átlagosan az elmúlt 50 évben tízévente a szinkrotron sugárzás röntgenforrásainak fényereje ezerszeresére nőtt [16] .

Első generáció

A szinkrotronsugárzás első forrásai a nagyenergiájú gyorsítók voltak, amelyeket nem arra terveztek, hogy azt generálják. A sugárzást parazita hatásnak tekintették, amely gátolta a szinkrotronok és a betatronok működését. Ilyen forrásokat használtak a szinkrotronsugárzással kapcsolatos első kísérletekben az 1950-es és 1960-as években [17] .

Második generáció

Miután világossá vált a szinkrotronsugárzás előnyei, elkezdték építeni a létrehozására tervezett eszközöket, az úgynevezett „fotongyárakat”. Az ilyen speciális szinkrotronokat tárológyűrűknek nevezzük [17] . Úgy vannak megépítve, hogy hosszú ideig megtartsák az elektronnyalábot. Ennek érdekében nagy vákuumot tartanak fenn bennük, és speciális mágneses elrendezéseket ( kvadrupól és sextupole ) alkalmaznak, amelyek lehetővé teszik, hogy kis kibocsátású kompakt nyalábot alakítsanak ki .

Harmadik generáció

A harmadik generáció nem hajlítómágneseket használ emitterként, hanem speciális plug-in eszközöket: wigglereket és undulátorokat - olyan elemeket, amelyek erős váltakozó mágneses teret generálnak, és amikor elektronsugár beléjük kerül, nagy spektrális fényű szinkrotron sugárzás. Az ilyen tárológyűrűk támogatják az elektronok folyamatos befecskendezésének lehetőségét a nyalábba, ami lehetővé teszi annak áramának szinte korlátlan ideig történő stabilitását [17] [16] .

Negyedik generáció

A negyedik generáció a tárológyűrű bonyolultabb mágneses rendszeréből adódóan az elektronsugár kivételesen kicsi emittanciáját képezi, amivel megközelíthető a fényforrás méretének diffrakciós határa.

Természetes

A szinkrotron sugárzás természetes forrásainak sajátossága a mágneses mezőn áthaladó töltött részecskék (protonok, elektronok és nehézelemek magjai) széles energiaeloszlása. A kozmikus sugarak energiája általában hatványtörvény-eloszlású (a kitevő átlagosan −3), így a teljes sugárzási spektrum más formát ölt – szintén hatványtörvényt, [18] . Az értéket a sugárzás spektrális indexének nevezzük . Egy másik szempont a sugárzásnak egy részecskeáram általi önelnyelése , ami miatt alacsony frekvenciákon (jobban nyelődnek el, mint a magasak) a spektrumokban „elzáródás” figyelhető meg. Ezenkívül a kibocsátó részecskék mozoghatnak egy ritka plazmában , ami szintén nagymértékben megváltoztatja a sugárzás intenzitásának eloszlását (Razin-Citovich effektus) [19] . ${\displaystyle I(E)\sim E^{-\beta ))$ $I(\nu )\propto \nu ^{\frac {-(\beta -1)}{2))$ ${\frac {\beta -1}{2))$

A szinkrotron sugárzás csillagászati forrásainak másik fontos jellemzője, hogy a részecskék gyakran váltakozó mágneses térben mozognak. A galaxisok mágneses tere nagyon gyenge, ezért az ultrarelativisztikus részecskék mozgási sugara több száz kilométeres vagy több. Ugyanakkor a galaxis mágneses mezejének szerkezete is zavaró, ezért a részecskék mozgása a Brown -mezőre hasonlít [18] . A kisebb tárgyak, például a neutroncsillagok mágneses tere nagyobb intenzitású, de térbeli kiterjedése is jóval kisebb.

A kozmikus szinkrotron sugárzás következő forrásai különböztethetők meg:

Aktív galaxisok magjai. Ilyen struktúrák megtalálhatók kvazárokban és számos rádiógalaxisban [20] .
„Radio buborékok" vagy „lebenyek" ( eng. lobes - nagyméretű struktúrák (méretük eléri a 4 Mpc-t), a buborékok gázzal vannak megtöltve, általában szimmetrikusan helyezkednek el egy galaxis vagy kvazár körül [21] . Galaxisunkban hasonlók vannak. tárgyak - Fermi buborékok .
A relativisztikus sugarak vagy jetek hosszú (akár 300 000 fényév [22] ) gázsugarak, amelyek a galaktikus atommagokból szöknek ki [21] .
neutroncsillagok - ezeknek a kompakt csillagoknak az elektromos térerőssége eléri a 6 × 10 10 W / cm-t, így a benne lévő részecskék gyorsan relativisztikus sebességre gyorsulnak, és kölcsönhatásba lépnek a csillag rendkívül erős mágneses mezőjével. A kölcsönhatás során keletkező fotonok a neutroncsillagok forgási energiájának elvesztésének egyik fő csatornája [23] .
Szupernóva maradványok . A szupernóva-robbanás felgyorsítja a részecskéket, a csillagközi gázban lévő lökéshullám pedig összenyomja azokat, és megerősített mágneses mezőt hoz létre. A szupernóva által felgyorsított részecskék a fiatal ködökben ragyognak, míg a nagy energiájú kozmikus sugarak az idősebb ködökben [24] .

Szinkrotronsugárzással kísért átmeneti jelenségek a Napon, valamint az óriásbolygókon ( Jupiter és Szaturnusz ) is megfigyelhetők [25] .

Nem elektromágneses szinkrotron sugárzás

A mágneses térben gyorsan mozgó töltött részecskéknek nemcsak elektromágneses, hanem nagyon alacsony intenzitással kell kisugározniuk az összes többi mezőt is, amellyel kölcsönhatásba lépnek. Minden részecskének gravitációs hullámokat kell kibocsátania . A protonoknak el kell bomlani és más részecskévé kell alakulniuk pi-mezonok, pozitronok és neutrínók kibocsátásával ( ). [26] $p\to n+\pi ^{+},p\to p+\pi ^{0},p\to n+e^{+}+\nu$

A gyorsított vonatkoztatási rendszerben megfigyelő szemszögéből a protonbomlási folyamatot a proton különböző részecskék termikus hátterével való ütközése okozza ( Unruh-effektus ). Egy gyorsított proton bomlásának kísérleti kimutatásához nagyon nagy gyorsulásokra van szükség, amelyeket még nem lehet létrehozni [27] .

Jegyzetek

↑ Fetisov, 2007 , p. 97.
↑ Landau és Lifshitz 1974 , p. 256.
↑ Syrovatsky S.I. Szinkrotronsugárzás // Fizikai enciklopédia : [5 kötetben] / Ch. szerk. A. M. Prohorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1994. - V. 4: Poynting - Robertson - Streamers. - 704 p. - 40.000 példány. - ISBN 5-85270-087-8 .
↑ 1 2 Landau, Lifshitz, 1974 , p. 258.
↑ A Synchrotron Radiation archív másolata , 2021. május 1-jei dátum a Wayback Machine -nél (orosz)
↑ Fetisov, 2007 , p. 96.
↑ 1 2 Landau, Lifshitz, 1974 , p. 259.
↑ Synchrotron light archiválva : 2016. március 31. a Wayback Machine -nél
↑ A szinkrotronsugárzás története archiválva 2020. augusztus 5-én a Wayback Machine -nél
↑ A Betatronban elérhető maximális energiáról Archiválva : 2021. május 1. a Wayback Machine -nél
↑ Szinkrotronsugárzás archiválva : 2021. május 1. a Wayback Machine -nél (orosz)
↑ A dedikált szinkrotronfényforrás fejlődése Archiválva : 2017. augusztus 9. a Wayback Machine -nél
↑ Az elektronok sugárzása egy szinkrotronban archiválva 2020. április 21-én a Wayback Machine -nél
↑ A szinkrotronsugárzás, a modern asztrofizika alapja Archiválva : 2021. május 1. a Wayback Machine -nél
↑ A világ fényforrásai archiválva 2021. május 7-én a Wayback Machine -nél
↑ 1 2 Szinkrotronsugárzás az INP-nél: a siker képlete A Wayback Machine 2020. november 26-i archív példánya (orosz)
↑ 1 2 3 Szinkrotronsugárzás a nanotechnológiában Archív másolat , 2021. május 1., a Wayback Machine -nél (orosz)
↑ 1 2 Kozmikus sugarak és szinkrotronsugárzás Archív másolat 2021. május 1-jén a Wayback Machine -nél (orosz)
↑ Szinkrotronsugárzás archiválva : 2020. augusztus 10. a Wayback Machine -nél (orosz)
↑ Verhodanov, Pariyskiy, 2009 , p. 40.
↑ 1 2 Verhodanov, Pariyskiy, 2009 , p. 41.
↑ A Pictor A galaxis egyik sugárhajtása háromszor olyan hosszúnak bizonyult, mint a Tejút. Archiválva : 2018. november 18., a Wayback Machine (orosz)
↑ Pulsars archiválva 2021. május 1-én a Wayback Machine -nél (orosz)
↑ Szupernóva maradványok archiválva 2021. május 1-én a Wayback Machine -nél (orosz)
↑ Sagan, 2018 , p. 320.
↑ Ginzburg V. L. , Syrovatsky S. I. Kozmikus mágneses fékezési (szinkrotron) sugárzás // UFN 87 65–111 (1965)
↑ Daniel AT Vanzella és George EA Matsas A gyorsított protonok bomlása és a Fulling-Davies-Unruh effektus megléte // Phys. Fordulat. Lett. 87, 151301 – Közzétéve: 2001. szeptember 25

Irodalom

Physical Encyclopedia, 4. kötet - M.: Great Russian Encyclopedia 532. és 533. o .
G. Fetisov. Szinkrotron sugárzás. Az anyagok szerkezetének vizsgálati módszerei . - M. : Fizmatlit, 2007. - 672 p. — ISBN 9785457966543 .
Landau L.D. , Lifshits E.M. Mezőelmélet // Elméleti fizika . - M . : Nauka, 1974. - T. 2.
K.Sagan . Brock agya. A tudományról, az űrről és az emberről . - M. : Alpina Kiadó, 2018. - 458 p. — ISBN 9785001390404 .
Oleg Verhodanov, Jurij Pariszkij. Rádiógalaxisok és kozmológia . - M. : Fizmatlib, 2009. - 304 p. — ISBN 9785457967557 .