Die elektromagnetische ausgestrahlte Radiation, wenn beladene Partikeln radial beschleunigt werden wird Synchrotron-Radiation genannt. Es wird in Synchrotron-Verwenden-Biegemagneten, undulators und/oder wigglers erzeugt. Es ist der Zyklotron-Radiation ähnlich, außer dass Synchrotron-Radiation durch die Beschleunigung von ultrarelativistischen beladenen Partikeln durch magnetische Felder erzeugt wird. Synchrotron-Radiation kann künstlich in Synchrotrons oder Lagerungsringen, oder natürlich durch schnelle Elektronen erreicht werden, die sich durch magnetische Felder bewegen. Die Radiation erzeugt hat auf diese Weise eine charakteristische Polarisation, und die erzeugten Frequenzen können sich über das komplette elektromagnetische Spektrum erstrecken.

Geschichte

Synchrotron-Radiation wurde nach seiner Entdeckung in einem Synchrotron-Gaspedal von General Electric gebaut 1946 genannt und hat im Mai 1947 durch Offenherzigen Älteren, Anatole Gurewitsch, Robert Langmuir und Herb Pollock in einem Brief betitelt "Radiation von Elektronen in einem Synchrotron" bekannt gegeben. Nachzählungen von Pollock:

: "Am 24. April führten Langmuir und ich die Maschine und versuchten wie gewöhnlich, die Elektronpistole und seinen verbundenen Pulstransformator zur Grenze zu stoßen. Etwas periodisch auftretendes Befeuern war vorgekommen, und wir haben den Techniker gebeten, mit einem Spiegel um die konkrete Schutzwand zu beobachten. Er hat sofort signalisiert, um das Synchrotron als abzudrehen, "er hat einen Kreisbogen in der Tube gesehen." Das Vakuum war noch ausgezeichnet, so sind Langmuir und ich zum Ende der Wand gekommen und haben beobachtet. Zuerst haben wir gedacht, dass es wegen der Radiation von Cherenkov sein könnte, aber es ist bald klarer geworden, dass wir Radiation von Ivanenko und Pomeranchuk sahen."

Eigenschaften der Synchrotron-Radiation

1. Breites Spektrum (der von Mikrowellen bis harte Röntgenstrahlen bedeckt): Die Benutzer können die für ihr Experiment erforderliche Wellenlänge auswählen.
2. Hoher Fluss: Hoher Intensitätsfoton-Balken erlaubt schnelle Experimente oder Gebrauch sich schwach zerstreuender Kristalle.
3. Hohe Helligkeit: Hoch zusammenfallen gelassener Foton-Balken, der durch eine kleine Abschweifung und kleine Größe-Quelle (Raumkohärenz) erzeugt ist
4. Hohe Stabilität: Submikron-Quellstabilität
5. Polarisation: sowohl geradliniger als auch kreisförmiger
6. Pulsierte Zeitstruktur: Pulsierte Länge unten zu Zehnen von picoseconds erlaubt die Entschlossenheit des Prozesses auf demselben zeitlichen Rahmen.

Emissionsmechanismus

Wenn energiereiche Partikeln in der schnellen Bewegung einschließlich Elektronen sind, die gezwungen sind, in einem gekrümmten Pfad durch ein magnetisches Feld zu reisen, wird Synchrotron-Radiation erzeugt. Das ist einer Radioantenne ähnlich, aber mit dem Unterschied, dass, in der Theorie, die relativistische Geschwindigkeit die beobachtete Frequenz wegen der Wirkung von Doppler durch den Faktor von Lorentz ändern wird.

Relativistische Zeitzusammenziehung stößt dann die Frequenz, die im Laboratorium durch einen anderen Faktor beobachtet ist, so die GHz Frequenz der widerhallenden Höhle multiplizierend, die die Elektronen in die Röntgenstrahl-Reihe beschleunigt. Die ausgestrahlte Macht wird durch die relativistische Formel von Larmor gegeben, während die Kraft auf dem Ausstrahlen-Elektron durch die Kraft von Abraham-Lorentz-Dirac gegeben wird.

Das Strahlenmuster kann von einem isotropischen Dipolmuster in einen äußerst Vorwärtshinwkegel der Radiation verdreht werden. Synchrotron-Radiation ist die hellste künstliche Quelle von Röntgenstrahlen.

Die planare Beschleunigungsgeometrie scheint, die Radiation geradlinig polarisiert, wenn beobachtet, im Augenhöhlenflugzeug, und kreisförmig polarisiert, wenn beobachtet, in einem kleinen Winkel zu diesem Flugzeug zu machen. Umfang und Frequenz werden jedoch zum polaren ekliptischen eingestellt.

Formulierung

Liénard-Wiechert Feld

Wir fangen mit den Ausdrücken für das Liénard-Wiechert Feld an:

::::

wo

::::::

der der Einheitsvektor zwischen dem Beobachtungspunkt und der Position der Anklage in der zurückgebliebenen Zeit ist, und die zurückgebliebene Zeit ist.

In der Gleichung (1), und (2) gehen die ersten Begriffe als das umgekehrte Quadrat der Entfernung von der Partikel zurück, und dieser erste Begriff wird das verallgemeinerte Ampere-Sekunde-Feld oder Geschwindigkeitsfeld genannt. Und die zweiten Begriffe gehen als die umgekehrte erste Macht der Entfernung von der Quelle zurück, und es wird das Strahlenfeld oder Beschleunigungsfeld genannt.

Wenn wir das Geschwindigkeitsfeld ignorieren, hat sich der radiale Bestandteil des Vektoren von Poynting aus dem Liénard-Wiechert Feld ergeben kann berechnet werden, um zu sein

::

Bemerken Sie das

• Die Raumbeziehung dazwischen und bestimmt den ausführlichen winkeligen Macht-Vertrieb.
• Die relativistische Wirkung des Umwandelns vom Rest-Rahmen der Partikel zum Rahmen des Beobachters äußert sich durch die Anwesenheit der Faktoren im Nenner von Eq. (3).
• Für ultrarelativistische Partikeln beherrscht die letzte Wirkung den ganzen winkeligen Vertrieb.

Die Energie, die in pro Raumwinkel während einer begrenzten Periode der Beschleunigung von dazu ausgestrahlt ist, ist

::

:::::

Integrierung Eq. (4) über alle Raumwinkel bekommen wir relativistische Generalisation der Formel von Larmor

::

\left [\left | \dot {\\vec {\\Beta}} \right | ^2

- \left | \vec {\\Beta }\\Zeiten \dot {\\vec {\\Beta} }\\Recht | \right] \qquad (5)

</Mathematik>

Jedoch kann das auch durch die relativistische Transformation des 4-Beschleunigungen-in der Formel von Larmor abgeleitet werden.

Geschwindigkeit  Beschleunigung: Synchrotron-Radiation

Wenn die Anklage in der sofortigen kreisförmigen Bewegung ist, ist seine Beschleunigung dann auf seiner Geschwindigkeit rechtwinklig. Die Auswahl eines solchen Koordinatensystems, der sofort in der z Richtung ist und in der x Richtung, mit den üblichen polaren Winkeln und dem Definieren der Richtung der Beobachtung, die allgemeine Formel Eq ist. (4) nimmt ab zu:

::

In der relativistischen Grenze kann der winkelige Vertrieb ungefähr geschrieben werden

::

Die Faktoren in den Nennern neigen den winkeligen Vertrieb vorwärts in einen schmalen

Kegel wie der Balken eines Scheinwerfers, der vor der Partikel hinweist. Die Zahl des winkeligen Vertriebs (dP/d gegen den Anschlag) hat eine scharfe Spitze ringsherum.

Wenn wir

über den ganzen Raumwinkel integrieren, erhalten wir die Gesamtmacht, die durch ein Elektron ausgestrahlt ist

::

Bemerken Sie, dass ausgestrahlte Macht zu proportional ist, und. Wegen der hohen Macht der Radiation des Synchrotrons muss die Oberfläche des durch die Synchrotron-Radiation geschlagenen Vakuumraums abgekühlt werden.

Integrierte Radiation

Die Energie, die von einem Beobachter (pro Einheitsraumwinkel an der Quelle) erhalten ist, ist

Mit der Transformation von Fourier bewegen wir uns zum Frequenzraum

Winkelig und Frequenzvertrieb der von einem Beobachter erhaltenen Energie (denken nur das Strahlenfeld)

Deshalb, wenn wir die Bewegung der Partikel, Kreuzprodukt-Begriff und Phase-Faktor wissen, konnten wir die integrierte Radiation berechnen. Jedoch sind Berechnungen allgemein ziemlich lang (sogar für einfache Fälle bezüglich der Radiation, die durch ein Elektron in einem sich biegenden Magnet ausgestrahlt ist, sie verlangen Luftfunktion oder die modifizierten Funktionen von Bessel).

Beispiel 1: das Verbiegen des Magnets

Integrierung

Die Schussbahn des Kreisbogens des Kreisumfangs ist

In der Grenze von kleinen Winkeln schätzen wir

\beta\left [-\vec {\\varepsilon} _ \parallel \sin\left (\frac {\\Beta c t} {\\rho} \right) + \vec {\\varepsilon} _ \perp \cos\left (\frac {\\Beta c t} {\\rho }\\Recht) \sin\theta

\right] </Mathematik>

w\left [t-\frac {\\rho} {c }\\sin\left (\frac {\\Beta c t} {\\rho} \right) \cos\theta \right] </Mathematik>

Das Ersetzen in die Radiation integriert und das Einführen

\left (\frac {2w\rho} {3c\gamma^2} \right) ^2

\left (1 +\gamma^2 \theta^2 \right) ^2

\left [K_ {2/3} ^2 (\xi) + \frac {\\gamma^2 \theta^2} {1 +\gamma^2 \theta^2} K_ {1/3} ^2 (\xi) \right] \qquad (10)

</Mathematik>

, wo die Funktion eine modifizierte Funktion von Bessel der zweiten Art ist.

Frequenzvertrieb der ausgestrahlten Energie

Von Eq. (10) bemerken wir, dass die Strahlenintensität dafür unwesentlich ist.

Kritische Frequenz wird als die Frequenz wenn und 0 definiert. Also,

::

, und kritischer Winkel wird als definiert

::

Für Frequenzen, die viel größer sind als die kritische Frequenz und Winkel, die viel größer sind als der kritische Winkel, ist die Synchrotron-Strahlenemission unwesentlich.

Auf allen Winkeln integrierend, bekommen wir den Frequenzvertrieb der ausgestrahlten Energie.

::

\frac {\\sqrt {3} e^2} {4\pi\varepsilon_0 c }\\gamma\frac {w} {w_c }\\int_ {w/w_c} ^ {\\infty} K_ {5/3} (x) dx </Mathematik>

Wenn wir definieren

::

, wo. Dann,

::

Bemerken Sie dass, wenn, und, wenn

Die Formel für den geisterhaften Vertrieb der Synchrotron-Radiation, die oben gegeben ist, kann in Bezug auf schnell coverged integriert ohne spezielle beteiligte Funktionen ausgedrückt werden (sieh auch hat Funktionen von Bessel modifiziert) mittels der Beziehung:

:

\int_ {\\xi} ^\\infty K_ {5/3} (x) dx = \frac {1} {\sqrt {3}} \, \int_0^\\infty \, \frac {9+36x^2+16x^4} {(3+4x^2) \sqrt {1+x^2/3} }\

\exp \left [-\xi \left (1 +\frac {4x^2} {3 }\\Recht) \sqrt {1 +\frac {x^2} {3}} \right] \dx </Mathematik>

Synchrotron-Strahlenemission als eine Funktion der Balken-Energie

Definieren Sie erstens die kritische Foton-Energie als

Dann wird die Beziehung zwischen ausgestrahlter Macht und Foton-Energie im Graphen auf dem rightside gezeigt. Je höher die kritische Energie, desto mehr Fotonen mit hohen Energien erzeugt werden. Bemerken Sie, dass es keine Abhängigkeit von der Energie an der längeren Wellenlänge gibt.

Polarisation der Synchrotron-Radiation

In Eq. (10) ist der erste Begriff die Strahlenmacht mit der Polarisation im Bahn-Flugzeug, und der zweite Begriff ist die zum Bahn-Flugzeug orthogonale Polarisation.

Im Bahn-Flugzeug ist die Polarisation rein horizontal.

Auf allen Frequenzen integrierend, kommen wir der winkelige Vertrieb der Energie hat ausgestrahlt

::

\frac {d^2 W} {d\Omega} = \int_ {0} ^ {\\infty }\\frac {d^3W} {dwd\Omega} dw

\frac {7e^2 \gamma^5} {64\pi\varepsilon_0\rho }\\frac {1} {(1 +\gamma^2\theta^2) ^ {5/2} }\\hat [1 +\frac {5} {7 }\\frac {\\gamma^2\theta^2} {1 +\gamma^2\theta^2} \right] \qquad (12) </Mathematik> verlassen

Auf allen Winkeln integrierend, finden wir, dass siebenmal so viel Energie mit der parallelen Polarisation ausgestrahlt wird wie mit der rechtwinkligen Polarisation. Die Radiation von einer relativistisch bewegenden Anklage ist sehr stark, aber nicht völlig, polarisiert im Flugzeug der Bewegung.

Beispiel 2: undulator

Lösung der Gleichung der Bewegung und undulator Gleichung

Undulator ist bestehen aus der periodischen Reihe von Magneten, so dass sie ein sinusförmiges magnetisches Feld zur Verfügung stellen.

::

Die Lösung der Gleichung der Bewegung ist

::

+ \left (\bar {\\beta_z} ct +\frac {\\lambda_uK^2} {16\pi\gamma^2 }\\weil (2w_ut) \right) \cdot \hat {z} </Mathematik>

wo,

, und

, und der Parameter wird den undulator Parameter genannt.

Die Bedingung für die konstruktive Einmischung der an verschiedenen Polen ausgestrahlten Radiation ist

::

Deshalb,

::

Diese Gleichung wird die undulator Gleichung genannt.

Radiation vom undulator

Integrierte Radiation ist

::

\frac {d^3W} {d\Omega dw} = \frac {e^2} {4\pi\varepsilon_0 4\pi^2 c }\\ist | \int_ {-\infty} ^ {\\infty }\\frac {\\Hut {n }\\times\left [\left (\hat {n}-\vec {\\Beta} \right) \times\dot {\\vec {\\Beta}} \right]} {\\link (1-\hat {n }\\cdot \vec {\\Beta} \right) ^2} e^ {iw (t-\hat {n }\\cdot\vec {r} (t)/c)} dt\right | ^2 abgereist

</Mathematik>

Mit der Periodizität der Schussbahn können wir die Radiation spalten, die in eine Summe über Begriffe integriert ist.

::

\frac {d^3W} {d\Omega dw} = \frac {e^2w^2} {4\pi\varepsilon_0 4\pi^2 c }\\ist | \int_ {-\lambda_u/2\bar {\\Beta} c} ^ {\\lambda_u/2\bar {\\Beta} c }\\Hut {n }\\times\left (\hat {n }\\times\vec {\\Beta} \right) e^ {iw (t-\hat {n }\\cdot\vec {r} (t)/c)} dt\right |^2 abgereist

\left|1+e^ {i\delta} +e^ {2i\delta} + \cdots +e^ {ich (N_u-1) \delta} \right | ^2 \qquad (14) </Mathematik>

, wo 

, und

, ,  und 

Die in einem undulator integrierte Radiation kann als geschrieben werden

::

\frac {d^3 W} {d\Omega dw} = \frac {e^2\gamma^2N^2} {4\pi\varepsilon_0 c} L\left (N\frac {\\Delta w_n} {w_ {res} (\theta)} \right) F_n (K, \theta, \phi) \qquad (15) </Mathematik>

Die Summe dessen erzeugt eine Reihe von scharfen Spitzen in den Frequenzspektrum-Obertönen der grundsätzlichen Wellenlänge

::

\frac {\\sin^2\left (N\pi\Delta w_k / w_ {res} (\theta) \right)} {N^2 \sin^2\left (\pi\Delta w_k/w_ {res} (\theta) \right)} </Mathematik>

, und hängt von den Winkeln von Beobachtungen und ab

::

\left | \int_ {-\lambda_u/2\bar {\\Beta} c\^ {\\lambda_u/2\bar {\\Beta} c }\\Hut {n }\\times\left (\hat {n }\\times\vec {\\Beta} \right) e^ {iw (t-\hat {n }\\cdot\vec {r} (t)/c)} dt\right |^2 </Mathematik>

Auf der Achse , wird die integrierte Radiation

und,

\left [J_ {\\frac {n+1} {2}} (Z)-j_ {\\frac {n-1} {2}} (Z) \right] ^2

</Mathematik>

, wo

Bemerken Sie, dass nur sonderbare Obertöne auf der Achse ausgestrahlt werden, und als K zunimmt, wird höhere Harmonische stärker.

Synchrotron-Radiation von Gaspedalen

Synchrotron-Radiation kann in Gaspedalen entweder als ein Ärger vorkommen, unerwünschten Energieverlust in Partikel-Physik-Zusammenhängen, oder als eine absichtlich erzeugte Strahlenquelle für zahlreiche Laboranwendungen verursachend.

Elektronen werden zu hohen Geschwindigkeiten bei mehreren Stufen beschleunigt, um eine Endenergie zu erreichen, die normalerweise in der Reihe von GeV ist. In den LHC Protonenbündeln erzeugen auch die Radiation am zunehmenden Umfang und der Frequenz, weil sie sich in Bezug auf das Vakuumfeld beschleunigen, Photoelektronen fortpflanzend, die der Reihe nach sekundäre Elektronen von den Pfeife-Wänden mit der zunehmenden Frequenz und Dichte bis zu 7x10 fortpflanzen. Jedes Proton kann 6.7keV pro Umdrehung wegen dieses Phänomenes verlieren.

Synchrotron-Radiation in der Astronomie

Das blaue Licht vom Strahl, das aus dem hellen AGN Kern zum niedrigeren Recht erscheint, ist wegen der Synchrotron-Radiation.]]

Synchrotron-Radiation wird auch durch astronomische Gegenstände normalerweise erzeugt, wo relativistische Elektronspirale (und ändern folglich Geschwindigkeit), durch magnetische Felder.

Zwei seiner Eigenschaften schließen Nichtthermalmit der Machtgesetzspektren und Polarisation ein.

Geschichte der Entdeckung

Es wurde zuerst in einem Strahl entdeckt, das durch M87 1956 von Geoffrey R. Burbidge ausgestrahlt ist, der es als Bestätigung einer Vorhersage durch Iosif S. Shklovsky 1953 gesehen hat, aber es war mehrere Jahre früher von Hannes Alfvén und Nicolai Herlofson 1950 vorausgesagt worden.

T. K. Breus hat bemerkt, dass Fragen vom Vorrang auf der Geschichte der astrophysical Synchrotron-Radiation ganz kompliziert werden, schreibend:

: "Insbesondere der russische Physiker V.L. Ginzburg hat seine Beziehungen mit I.S. Shklovsky gebrochen und hat mit ihm seit 18 Jahren nicht gesprochen. Im Westen waren Thomas Gold und Herr Fred Hoyle mit H. Alfven und N. Herlofson streitig, während K.O. Kiepenheuer und G. Hutchinson von ihnen ignoriert wurden."

Supermassive schwarze Löcher sind angedeutet worden, um Synchrotron-Radiation, durch die Ausweisung von erzeugten Strahlen durch die Gravitationsbeschleunigung von Ionen durch die polaren 'röhrenförmigen' verdrehten Supergebiete von magnetischen Feldern zu erzeugen. Solche Strahlen, das nächste Wesen in Unordentlicheren 87, sind durch das Fernrohr von Hubble als anscheinend superluminal bestätigt worden, an 6×c (sechsmal die Geschwindigkeit des Lichtes) von unserem planetarischen Rahmen reisend. Mehrere inkonsequente Lösungen sind angeboten worden, aber es wird von beiden der DFM (Getrenntes Feldmodell) und 'Narkoseäther-Theorie von Einstein' angedeutet, um die säulenartige Wirkung von beladenen Partikeln im Anschluss an zu sein und innerhalb von vorherigen 'Tuben' von Partikeln, alles reisend, an 'c' lokal in Bezug auf die vorherigen Partikeln reisend. Die Beobachtungen sind des Stellungswechsels mit dem Licht von den Beobachtungen, 'c' erreichend, so würde das zweite Postulat von SR (invariance der Geschwindigkeit des Lichtes) nicht verletzt.

Pulsar-Windnebelflecke

Eine Klasse von astronomischen Quellen, wo Synchrotron-Emission wichtig ist, ist die Pulsar-Windnebelflecke oder plerions, von dem der Krabbe-Nebelfleck und sein verbundener Pulsar archetypisch sind.

Die pulsierte Emissionsgammastrahl-Radiation von der Krabbe ist kürzlich bis zu 25 GeV wahrscheinlich wegen der Synchrotron-Emission durch Elektronen beobachtet worden, die im starken magnetischen Feld um den Pulsar gefangen sind.

Die Polarisation in der Krabbe an Energien von 0.1 bis 1.0 MeV illustriert eine typische Synchrotron-Radiation.

Siehe auch

• Synchrotron für diesen Typ des Partikel-Gaspedals
• Synchrotron-Licht-Quelle für die Laborgeneration und Anwendungen der Synchrotron-Radiation
• Zyklotron-Radiation
• Relativistischer strahlender
• Strahlenreaktion
• Wirkung von Sokolov-Ternov
• Bremsstrahlung

Referenzen

Links

• Kosmischer Magnetobremsstrahlung (Synchrotron-Radiation), durch Ginzburg, V. L., Syrovatskii, S. I., ARAA, 1965
• Entwicklungen in der Theorie der Synchrotron-Radiation und seiner Resorption, durch Ginzburg, V. L., Syrovatskii, S. I., ARAA, 1969
• Lightsources.org
• Röntgenstrahl-Datenbroschüre
• Brau, Probleme von Charles A. Modern in der Klassischen Elektrodynamik. Presse der Universität Oxford, 2004. Internationale Standardbuchnummer 0-19-514665-4.
• Jackson, John David. Klassische Elektrodynamik. John Wiley & Sons, 1999. Internationale Standardbuchnummer 0 471 30932 X