Synchrotronové záření

Synchrotronové záření je vyzařování elektromagnetických vln relativisticky nabitými částicemi pohybujícími se po křivočaré dráze, to znamená, že mají zrychlovací složku kolmou na rychlost. Synchrotronové záření vzniká v synchrotronech , zásobních prstencích urychlovačů , když se nabité částice pohybují undulátorem (ten se spolu s dalšími případy, kdy se částice pohybuje ve střídavém magnetickém poli, někdy rozlišuje na samostatný typ - vlnité záření ). Frekvence záření může zahrnovat velmi široký spektrální rozsah, od rádiových vln až po rentgenové záření .

Díky synchrotronovému záření se urychlovače nabitých částic začaly používat jako výkonné světelné zdroje, zejména v těch frekvenčních pásmech, kde je vytváření jiných zdrojů, jako jsou lasery , spojeno s obtížemi.

Mimo pozemské podmínky produkují synchrotronové záření některé astronomické objekty (například neutronové hvězdy , lacertidy ). Má speciální, netepelnou distribuci frekvencí a polarizační vlastnosti .

Rozdíly od cyklotronového záření

Synchrotronové záření je speciální případ magnetického brzdného záření. Brzdné záření nerelativistických nabitých částic se nazývá cyklotronové záření . Charakteristickým rysem synchrotronového záření je, že se šíří převážně v úzkém kuželu ve směru pohybu elektronu, tedy tečně k dráze jeho pohybu ( „efekt reflektoru“), zatímco cyklotronové záření se šíří po celé rovině kolmé k dráze. pohybu. Díky Dopplerovu jevu je jeho frekvence mnohem vyšší než u cyklotronu (dalším aspektem je, že čáry vysokých harmonických spektra jsou velmi blízko, takže je na rozdíl od cyklotronu téměř spojité) [1] . Synchrotronové záření je také vysoce polarizované .

Vlastnosti

Intenzita

Celková intenzita magnetického brzdného záření při pohybu nabité částice po kruhové trajektorii v magnetickém poli je dána vzorcem [2]

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

kde I je intenzita, e je elektrický náboj částice, m je její hmotnost , v je rychlost , B je magnetická indukce , c je rychlost světla .

V relativistickém případě, kdy se rychlost částice blíží rychlosti světla, jmenovatel rychle roste a intenzita synchrotronového záření se stává úměrnou druhé mocnině energie, na rozdíl od úměrnosti energie pro nerelativistické cyklotronové záření [3]. :

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

kde E je energie částice [4] .

V případě elektronu je energie emitována za jednu otáčku , kde se energie měří v GeV a poloměr trajektorie je v metrech [5] . $\Delta E=88{\frac {E^{4}}{R}}$

Úhlové rozložení

Synchrotronové záření je velmi anizotropní. Pohybuje-li se částice v urychlovači po kružnici, soustředí se především v rovině oběžné dráhy, při použití undulátoru směřuje převážně dopředu ve směru pohybu částice. Úhlová odchylka nepřesahuje [4]

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

kde je energie částice ( u ultrarelativistických částic). $E$ $E\gg mc^{2}$

Například elektron s energií 2 GeV vyzařuje v kuželu s úhlem na vrcholu 50 obloukových sekund [6] .

Spektrum

Frekvenční spektrum záření je lineární s hodnotami frekvencí , kde je frekvence rotace částice ( cyklotronová frekvence ), maximum záření však připadá na vysoké harmonické: $\omega _{H}(n+1/2)$ $\omega _{H}$

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

, kde ,

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

kde jsou čáry spektra umístěny velmi hustě, lze tedy hovořit o kvazikontinuitě spektra [7] .

Obecný vzorec vyjadřující intenzitu záření v závislosti na frekvenci je zapsán jako [7] :

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

kde je kritická frekvence

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

a - Macdonaldova funkce ( modifikovaná Besselova funkce druhého druhu ) $K_{\nu }(\eta )$

V případě, že n je mnohem menší než , je intenzita záření rovna $\gamma ^{3}$

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

a v případě mnohem většího n:

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

Vnější pozorovatel vidí záření pouze tehdy, když se částice pohybuje přímo k němu. Kvůli tomu ji nemůže vnímat neustále, ale fixuje jednotlivé impulsy s frekvencí rovnou frekvenci rotace částice. Doba trvání každého pulzu je:

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

pokud je pozorovatel v rovině rotace částice.

Polarizace

Záření je lineárně polarizováno v rovině rotace částic. Části záření nasměrované nad nebo pod rovinu rotace jsou pravotočivě a levostranně elipticky polarizované. Záření směrované v kolmé rovině rotace má kruhovou polarizaci, ale intenzita záření pod velkými úhly exponenciálně klesá.

Historie

V roce 1895 Wilhelm Conrad Roentgen objevil záření, které bylo později pojmenováno po něm . V roce 1897 Joseph Thomson objevil elektron . Ve stejném roce Joseph Larmor ukázal, že urychlující částice vyzařují elektromagnetické vlny a již v roce 1898 Alfred-Marie Lienard popsal záření částice pohybující se po kružnici – prototyp synchrotronu [8] .

V roce 1907 George Schott , rozvíjející teorii spekter, odvodil vzorce popisující záření elektronu během rotace relativistickými rychlostmi. Schott ve své práci nebral v úvahu kvantové efekty, takže se pro svůj hlavní cíl - vysvětlení atomových spekter nehodila, a proto se nestala známou, ale vzorce pro úhlové rozložení záření se ukázaly jako správné pro případ makroskopické rotace [9] .

V roce 1944 Dmitrij Ivaněnko a Isaak Pomerančuk a nezávisle na nich Julian Schwinger odvodili rovnice popisující záření částic v betatronu a určili maximální energii, které v něm bylo možné dosáhnout [10] . V roce 1946 experimenty Johna Blewitta potvrdily jejich závěry o ztrátě energie elektrony v betatronu, ale záření nebylo přímo zaznamenáno, protože nebyl zohledněn posun spektra záření do vysokofrekvenční oblasti [11] .

27. dubna 1947 Herbert Pollock, Robert Langmuir, Frank Elder a Anatoly Gurevich si při práci se synchrotronem v laboratoři General Electric v Schenectady v New Yorku všimli viditelného světla vyzařovaného paprskem elektronů. Tento jev byl neočekávaný a byl zaznamenán náhodou. Po výzkumu byla korelována s radiací relativistických elektronů [12] [13] předpovězenou Pomerančukem a Ivanenkem .

V roce 1949 John Bolton zaznamenal synchrotronové záření z některých astronomických objektů ( krabí mlhovina , galaxie Kentaurus A a další) [14] .

Zdroje záření

Umělé

Od roku 2021 je na světě v provozu více než 50 zdrojů synchrotronového záření . Nejvíce - v USA (9) a Japonsku (8) [15] .

Všechny zdroje jsou podmíněně rozděleny do tří generací. Jejich základní schéma je podobné, ale parametry se řádově liší. V průměru se za posledních 50 let každých deset let zvýšila jasnost rentgenových zdrojů synchrotronového záření tisíckrát [16] .

První generace

Prvními zdroji synchrotronového záření byly vysokoenergetické urychlovače, které nebyly navrženy k jeho generování. Záření bylo považováno za parazitní efekt, který bránil provozu synchrotronů a betatronů. Takové zdroje byly použity při prvních experimentech se synchrotronovým zářením v 50. a 60. letech [17] .

Druhá generace

Poté, co se ukázaly výhody synchrotronového záření, začala se stavět zařízení určená k jeho vytvoření, tzv. „fotonové továrny“. Takové specializované synchrotrony se nazývají zásobní prstence [17] . Jsou postaveny tak, aby udržely paprsek elektronů po dlouhou dobu. K tomu se v nich udržuje vysoké vakuum a používají se speciální uspořádání ( kvadrupól a šestipól ) magnetů, které umožňují vytvořit kompaktní paprsek o malé emisi .

Třetí generace

Třetí generace nepoužívá jako zářiče ohýbací magnety, ale speciální zásuvná zařízení: wigglery a undulátory - prvky, které generují silné střídavé magnetické pole, a když do nich vstoupí elektronový paprsek, synchrotronové záření o vysoké spektrální jasnosti. Takové akumulační prstence podporují možnost kontinuálního vstřikování elektronů do paprsku, což umožňuje udržet jeho proud stabilní po téměř neomezenou dobu [17] [16] .

Čtvrtá generace

Čtvrtá generace díky složitějšímu magnetickému systému akumulačního prstence tvoří výjimečně malou emisi elektronového paprsku, což umožňuje přiblížit se difrakční hranici velikosti světelného zdroje.

Přírodní

Charakteristickým rysem přírodních zdrojů synchrotronového záření je široká energetická distribuce nabitých částic (protonů, elektronů a jader těžkých prvků) procházejících magnetickým polem. Energie kosmického záření má obvykle mocninné rozložení (exponent je v průměru −3), takže celkové spektrum záření nabývá jiné podoby - také mocninné, [18] . Hodnota se nazývá spektrální index záření. Dalším aspektem je samoabsorpce záření proudem částic , díky čemuž je pozorováno „blokování“ ve spektrech při nízkých frekvencích (jsou absorbovány lépe než vysoké). Emitující částice se také mohou pohybovat v řídkém plazmatu , což také značně mění rozložení intenzity záření (Razin-Tsitovichův efekt) [19] . ${\displaystyle I(E)\sim E^{-\beta ))$ $I(\nu )\propto \nu ^{\frac {-(\beta -1)}{2))$ ${\frac {\beta -1}{2))$

Další důležitou vlastností astronomických zdrojů synchrotronového záření je, že částice se často pohybují ve střídavém magnetickém poli. Magnetické pole galaxií je velmi slabé, takže poloměry pohybu ultrarelativistických částic jsou stovky kilometrů i více. Sama struktura magnetického pole galaxie je přitom matoucí, proto pohyb částic v ní připomíná Brownův [18] . Magnetické pole menších objektů, jako jsou neutronové hvězdy, má větší intenzitu, ale také mnohem menší prostorový rozsah.

Lze rozlišit následující zdroje kosmického synchrotronového záření:

Jádra aktivních galaxií. Takové struktury se nacházejí v kvasarech a mnoha rádiových galaxiích [20] .
"rádiové bubliny" nebo "laloky" ( angl. laloky - velkoplošné struktury (jejich velikosti dosahují 4 Mpc), bubliny jsou naplněny plynem, obvykle se nacházejí symetricky kolem galaxie nebo kvasaru [21] . V naší Galaxii existují podobné předměty - Fermiho bubliny .
Relativistické výtrysky , neboli výtrysky , jsou dlouhé (až 300 000 světelných let [22] ) výtrysky plynu unikajícího z galaktických jader [21] .
neutronové hvězdy - síla elektrického pole v blízkosti povrchu těchto kompaktních hvězd dosahuje 6 × 10 10 W / cm, takže částice v něm rychle zrychlují na relativistické rychlosti a začínají interagovat s extrémně silným magnetickým polem hvězdy. Fotony produkované během této interakce jsou jedním z hlavních kanálů pro ztrátu rotační energie neutronovou hvězdou [23] .
Zbytky supernovy . Výbuch supernovy urychluje částice a rázová vlna v mezihvězdném plynu je stlačuje a vytváří zónu zesíleného magnetického pole. Částice urychlené supernovou září v mladých mlhovinách, zatímco vysokoenergetické kosmické záření září ve starších mlhovinách [24] .

Dočasné jevy doprovázené synchrotronovým zářením lze pozorovat i na Slunci, stejně jako na obřích planetách ( Jupiter a Saturn ) [25] .

Neelektromagnetické synchrotronové záření

Nabité částice pohybující se rychle v magnetickém poli musí vyzařovat nejen elektromagnetické, ale s velmi nízkou intenzitou i všechna ostatní pole, se kterými interagují. Všechny částice musí vyzařovat gravitační vlny . Protony se musí rozpadnout a přeměnit se na jiné částice s emisí pí-mezonů, pozitronů a neutrin ( ). [26] $p\to n+\pi ^{+},p\to p+\pi ^{0},p\to n+e^{+}+\nu$

Z pohledu pozorovatele ve zrychlené vztažné soustavě je proces rozpadu protonu způsoben srážkou protonu s tepelným pozadím různých částic ( Unruhův efekt ). Pro experimentální detekci rozpadu urychleného protonu jsou zapotřebí velmi velká zrychlení, která zatím nelze vytvořit [27] .

Poznámky

↑ Fetisov, 2007 , s. 97.
↑ Landau a Lifshitz 1974 , str. 256.
↑ Syrovatsky S.I. Synchrotronové záření // Fyzikální encyklopedie : [v 5 svazcích] / Kap. vyd. A. M. Prochorov . - M . : Velká ruská encyklopedie , 1994. - V. 4: Poynting - Robertson - Streamers. - 704 s. - 40 000 výtisků. - ISBN 5-85270-087-8 .
↑ 1 2 Landau, Lifshitz, 1974 , str. 258.
↑ Kopie archivu synchrotronového záření ze dne 1. května 2021 na Wayback Machine (ruština)
↑ Fetisov, 2007 , s. 96.
↑ 1 2 Landau, Lifshitz, 1974 , str. 259.
↑ Synchrotronové světlo Archivováno 31. března 2016 na Wayback Machine
↑ Historie synchrotronového záření archivována 5. srpna 2020 na Wayback Machine
↑ O maximální dosažitelné energii v Betatronu Archivováno 1. května 2021 na Wayback Machine
↑ Synchrotronové záření Archivováno 1. května 2021 na Wayback Machine (ruština)
↑ Vývoj vyhrazeného zdroje synchrotronového světla Archivováno 9. srpna 2017 na Wayback Machine
↑ Záření z elektronů v synchrotronu archivováno 21. dubna 2020 na Wayback Machine
↑ Synchrotronové záření, základ moderní astrofyziky Archivováno 1. května 2021 na Wayback Machine
↑ Světelné zdroje světla Archivováno 7. května 2021 na Wayback Machine
↑ 1 2 Synchrotronové záření na INP: vzorec úspěchu Archivní kopie z 26. listopadu 2020 na Wayback Machine (ruština)
↑ 1 2 3 Synchrotronové záření v nanotechnologii Archivní kopie ze dne 1. května 2021 na Wayback Machine (ruština)
↑ 1 2 Kosmické záření a synchrotronové záření Archivní kopie ze dne 1. května 2021 na Wayback Machine (ruština)
↑ Synchrotronové záření Archivováno 10. srpna 2020 na Wayback Machine (ruština)
↑ Verkhodanov, Parijskij, 2009 , str. 40.
↑ 1 2 Verkhodanov, Parijskij, 2009 , str. 41.
↑ Jet z galaxie Pictor A se ukázal být třikrát delší než Mléčná dráha Archivováno 18. listopadu 2018 na Wayback Machine (ruština)
↑ Pulsars Archived 1. května 2021 na Wayback Machine (ruština)
↑ Zbytky supernovy archivovány 1. května 2021 na Wayback Machine (ruština)
↑ Sagan, 2018 , str. 320.
↑ Ginzburg V. L. , Syrovatsky S. I. Kosmické magnetické brzdné záření (synchrotron) // UFN 87 65–111 (1965)
↑ Daniel AT Vanzella a George EA Matsas Rozpad urychlených protonů a existence Fulling-Davies-Unruh Effect // Phys. Rev. Lett. 87, 151301 – Zveřejněno 25. září 2001

Literatura

Fyzická encyklopedie, díl 4 - M.: Velká ruská encyklopedie s. 532 a s. 533 .
G. Fetisov. Synchrotronové záření. Metody studia struktury látek . - M. : Fizmatlit, 2007. - 672 s. — ISBN 9785457966543 .
Landau L.D. , Lifshits E.M. Teorie pole // Teoretická fyzika . - M .: Nauka, 1974. - T. 2.
K.Sagan . Brockův mozek. O vědě, vesmíru a člověku . - M. : Alpina Publisher, 2018. - 458 s. — ISBN 9785001390404 .
Oleg Verkhodanov, Jurij Parijskij. Rádiové galaxie a kosmologie . - M. : Fizmatlib, 2009. - 304 s. — ISBN 9785457967557 .