싱크로트론 放射 ( synchrotron radiation )는 싱크로트론 에 依해 生成된 電子奇跡 放射線 이다. 이것은 사이클로트론 放射와 비슷하지만, 磁氣場에서 빛의 速度에 近接하여 움직이며, 帶電된 粒子들에 依해 生成된다. 이것은 싱크로트론 또는 스토리지 링(高에너지 荷電 粒子를 貯藏하는 裝置)에서 人爲的으로, 或은 宇宙에서 磁氣場을 통해 빠르게 움직이는 電子에 依해 自然的으로 放射된다. 生成된 放射는 電波부터 赤外線 , 可視光線 , 紫外線 , 엑스線 , 감마선 까지 電磁氣 스펙트럼 全體에 걸쳐 있다.

歷史 [ 編輯 ]

싱크로트론 放射는 제너럴 일렉트릭 會社의 싱크로트론 加速器의 發見으로 이름지어졌다. 싱크로트론 加速器는 1946年에 開發되어 1947年 5月 Frank Elder, Anatole Gurewitsch, Robert Langmuir, and Herb Pollock가 쓴 “싱크로트론에서 가속된 電子 에서 放出된 放射線”라는 論文에 發表되었다. ^[1]

4月 24日, 랭뮤어( Robert Langmuir )와 나는 機械를 作動시키고 있었고, 平素처럼 電子銃과 그것과 關聯된 펄스變聲期를 極限으로 보내기위해 努力하였다. 間歇的으로 불꽃이 發生했었고, 우리는 保護用 콘크리트 壁 近處의 거울을 觀察하기 위해 技術者가 必要했다. 그가 試驗管에서 arc를 보았을 때 卽時 싱크로트론을 끄라는 信號를 보냈다. 眞空狀態는 잘 維持 되었고, 랭뮤어와 나는 壁의 끝으로 와서 觀察하였다. 처음에 우리는 이것이 체렌코프 輻射 때문이라고 생각했었지만 곧 이바넨코-抛메란추크( Ivanenko-Pomeranchuk ) 複寫를 보는 것임이 더 분명해졌다." ^[2]

放出 매커니즘 [ 編輯 ]

磁氣場에 依해 굽은 經路로 움직이게 힘을 받는 電子 를 包含하여, 高에너지 粒子가 빠른 運動을 할 때, 싱크로트론 房事를 한다. 이것은 傳播 안테나와 비슷하나, 理論面에서 差異點이 있다. 로런츠 人者 γ 때문에 相對論的인 速度가 도플러 效果 로 測定되는 振動數 를 변화시킬 것이다. 磁氣場 下에서 움직이는 電荷를 띈 粒子의 運動方程式을 相對論的으로 修飾을 記述하면 다음과 같다.

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}(\gamma m{\vec {v}})={\frac {q}{c}}{\vec {v}}\times {\vec {B}},}$

여기서 v는 粒子의 速度 벡터이며, q는 粒子가 띈 殿下, 그리고 B는 磁氣場 벡터이며, m은 殿下의 質量, 마지막으로 ${\displaystyle \gamma }$는 로렌츠 因子이다. 粒子에 加해지는 힘이 粒子의 運動에 垂直인 方向이라고 하면 磁氣場은 粒子에 일을 하지 않는다. 따라서 粒子의 速度는 變하지 않고 일정한 常數로 維持되는 代身 方向만 바뀔 뿐이다. 따라서 위 數式은 다음과 같이 整理할 수 있다.

${\displaystyle \gamma m{\frac {d}{dt}}({\vec {v}})={\frac {q}{c}}{\vec {v}}\times {\vec {B}},}$

v 벡터를 B에 垂直인 方向과 平行인 方向으로 나누면 다음과 같이 計算할 수 있다.

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}({\vec {v}}_{\parallel })=0}$

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}({\vec {v}}_{\perp })={\frac {q}{\gamma mc}}{\vec {v}}\times {\vec {B}}}$

萬若 磁氣場線에 平行하게 놓인 速度 벡터의 成分이 0이 아니라면, 粒子는 나선 經路로 運動한다. 假令 前者가 이러한 運動을 한다고 하면, 電子의 運動에 關한 物理量은 다음과 같이 表現될 수 있다.

${\displaystyle a={\frac {e\beta B}{\gamma m_{e}}}}$

여기서 ${\displaystyle \beta =v/c}$이다.

${\displaystyle r={\frac {\gamma m_{e}c^{2}\beta }{eB}}}$

${\displaystyle a={\frac {e\beta B}{\gamma m_{e}}}}$

${\displaystyle T={\frac {2\pi \gamma m_{e}c}{eB}}}$

${\displaystyle \omega _{B}={\frac {2\pi }{T}}={\frac {eB}{\gamma m_{e}c}}}$

위쪽에서부터 各各 螺線運動의 半지름, 螺線運動視 電子의 加速度, 螺線運動視 電子 運動의 週期, 螺線運動視 電子 運動의 角振動數를 나타낸다. 相對論的인 運動을 하는 殿下 q를 띈 粒子가 加速度 a로 가속되고 있다면 이로 因해 放出되는 一律은 다음과 같다.

${\displaystyle P={\frac {2q^{2}\gamma ^{4}a^{2}}{3c^{3}}}}$

이는 非相對論的人 運動의 境遇보다 ${\displaystyle \gamma ^{4}}$ 倍 만큼의 數値이다.

相對論的인 時間의 短縮은 다른 常數 γ에 依해 實驗室에서 觀測되는 振動數에 부딪힌다. 그러므로 엑스線 範疇로 電子들을 加速시키는 共鳴하는 구멍의 GeV 振動數를 곱한다. 放射되는 힘은 相對論的 라모 公式 에 依해 求할 수 있는 反面, 放出되는 電子의 힘은 아브라함-로런츠-디랙 힘 에 依해 救한다. 放射 패턴은 뾰족한 圓뿔의 꼭짓點으로 向하는 等方性의 雙極子 패턴에서 비틀어질 수 있다.

싱크로트론 放射는 엑스線 의 가장 밝은 人工의 光源이다. 平面 加速 幾何學 構造가 오비탈 平面에서 觀察될 때는 線形 偏光된 放射形態가 되고, 平面의 작은 角에서 觀察될 때는 原形 偏光된 放射形態가 된다. 한便, 振幅과 振動數는 兩極의 式에서 集中된다.

誘導 [ 編輯 ]

于先, 리에나르-비헤르트 腸 에 對한 表現은 다음과 같다.

${\displaystyle \mathbf {B} (\mathbf {r} ,t)=-{\frac {\mu _{0}q}{4\pi }}\left[{\frac {c\,{\hat {\mathbf {n} }}\times {\vec {\beta }}}{\gamma ^{2}R^{2}(1-{\vec {\beta }}\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }})^{3}}}+{\frac {{\hat {\mathbf {n} }}\times [\,{\dot {\vec {\beta }}}+{\hat {\mathbf {n} }}\times ({\vec {\beta }}\times {\dot {\vec {\beta }}})]}{R\,(1-{\vec {\beta }}\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }})^{3}}}\right]_{\mathrm {retarded} }\qquad (1)}$

${\displaystyle \mathbf {E} (\mathbf {r} ,t)={\frac {q}{4\pi \varepsilon _{0}}}\left[{\frac {{\hat {\mathbf {n} }}-{\vec {\beta }}}{\gamma ^{2}R^{2}(1-{\vec {\beta }}\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }})^{3}}}+{\frac {{\hat {\mathbf {n} }}\times [({\hat {\mathbf {n} }}-{\vec {\beta }})\times {\dot {\vec {\beta }}}\,]}{c\,R\,(1-{\vec {\beta }}\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }})^{3}}}\right]_{\mathrm {retarded} }\qquad \qquad (2)}$

여기에서

${\displaystyle \mathbf {R} (t')=\mathbf {r} -\mathbf {r} _{0}(t'),}$

${\displaystyle R(t')=|\mathbf {R} |,}$

${\displaystyle {\hat {\mathbf {n} }}(t')=\mathbf {R} /R,}$

이는 뒤처진 時間 의 殿下의 位置에서 觀察 地點을 잇는 單位 벡터이며, ${\displaystyle t'}$는 뒤처진 時間이다.

近接腸( near field )의 效果를 無視한다면, 리에나르-비헤르트 腸 에 依한 포인팅 벡터 와 지름 方向 單位벡터 ${\displaystyle {\hat {\mathbf {n} }}}$의 內的은 다음과 같다.

${\displaystyle [\mathbf {S\cdot } {\hat {\mathbf {n} }}]_{\mathrm {retarded} }={\frac {q^{2}}{16\pi ^{2}\varepsilon _{0}c}}\left\{{\frac {1}{R^{2}}}\left|{\frac {{\hat {\mathbf {n} }}\times [({\hat {\mathbf {n} }}-{\vec {\beta }})\times {\dot {\vec {\beta }}}]}{(1-{\vec {\beta }}\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }})^{3}}}\right|^{2}\right\}_{\mathrm {retarded} }\qquad (3)}$

• ${\displaystyle {\vec {\beta }}}$과 ${\displaystyle {\dot {\vec {\beta }}}}$의 空間的인 關係를 통해, 角에 따른 分布의 仔細한 情報를 알 수 있다.
• 粒子의 停止 틀에서 觀察者의 틀로 變換할 때 相對論的인 效果는 위 式의 分母 ${\displaystyle (1-{\vec {\beta }}\mathbf {\cdot } {\vec {\mathbf {n} }})}$에 反映되어 있다.
• 빛의 速度에 가까운 粒子에 對해서는 뒤의 效果가 各 分布를 主導한다.

有限한 加速時間 ${\displaystyle t'=T_{1}}$ to ${\displaystyle t'=T_{2}}$동안 單位 立體角 에 放射되는 에너지는, 殿下의 틀에서 볼 때

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} {\mathcal {P}}(t')}{\mathrm {d} {\mathit {\Omega }}}}=R(t')^{2}\,[\mathbf {S} (t')\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }}(t')]\,{\frac {\mathrm {d} t}{\mathrm {d} t'}}=R(t')^{2}\,\mathbf {S} (t')\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }}(t')\,[1-{\vec {\beta }}(t')\mathbf {\cdot } {\hat {\mathbf {n} }}(t')]}$

${\displaystyle ={\frac {q^{2}}{16\pi ^{2}\varepsilon _{0}c}}\,{\frac {|{\hat {\mathbf {n} }}(t')\times \{[{\hat {\mathbf {n} }}(t')-{\vec {\beta }}(t')]\times {\dot {\vec {\beta }}}(t')\}|^{2}}{[1-{\vec {\beta }}(t')\mathbf {\cdot } {\vec {\mathbf {n} }}(t')]^{5}}}\qquad \qquad (4)}$

이다.

電荷가 瞬間的으로 圓運動을 할 때는 加速度 ${\displaystyle {\dot {\vec {\beta }}}}$가 速度에 ${\displaystyle {\vec {\beta }}}$에 直角 方向이다. 楯桷的인 速度 ${\displaystyle {\vec {\beta }}}$를 z方向으로 잡고 ${\displaystyle {\dot {\vec {\beta }}}}$가 x 方向이라 하자. customary polar angles ${\displaystyle \theta \,\mathrm {,} \,\phi }$은 觀察 方向을 決定하며, 式 (4)의 一般的인 形態는 다음의 특수한 形態가 된다

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} {\mathcal {P}}(t')}{\mathrm {d} {\mathit {\Omega }}}}={\frac {q^{2}}{4\pi c^{3}}}{\frac {|{\dot {\mathbf {v} }}|^{2}}{(1-\beta \cos \theta )^{3}}}\left[1-{\frac {\sin ^{2}\theta \cos ^{2}\phi }{\gamma ^{2}(1-\beta \cos \theta )^{2}}}\right]\qquad (5)}$

相對論的인 極限 ${\displaystyle (\gamma >>1)}$에서, 各 分散은 다음과 같이 近似할 수 있다.

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} {\mathcal {P}}(t')}{\mathrm {d} {\mathit {\Omega }}}}\simeq {\frac {2}{\pi }}{\frac {e^{2}}{c^{3}}}\gamma ^{6}{\frac {|{\dot {\mathbf {v} }}|^{2}}{(1+\gamma ^{2}\theta ^{2})^{3}}}\left[1-{\frac {4\gamma ^{2}\theta ^{2}\cos ^{2}\phi }{(1+\gamma ^{2}\theta ^{2})^{2}}}\right]\qquad \qquad (6)}$

分母에 있는 因子 ${\displaystyle (1-\beta \cos \theta )}$는 各 分散을 마치 自動車 前照燈 과 같이 粒子의 앞에 달린 圓뿔 模樣으로 집중시킨다. 各 分散 dP/d ${\displaystyle \Omega }$을 ${\displaystyle \gamma \theta }$에 對해 그리면 ${\displaystyle \theta =0}$近處에서 날카로운 最大값을 가진다.

加速器에서의 싱크로트론 放射 [ 編輯 ]

싱크로트론 放射는 加速器에서 粒子 物理學 脈絡에서 不必要한 에너지 損失을 일으키는 성가신 存在로써 여겨지기도 하고, 또는 많은 實驗室에서 使用하기 위해 意圖的으로 生産한 방사원으로 使用되기도 한다. 電子들은 GeV 區間에 屬한 最終 에너지를 成就하기 위해 몇몇의 段階를 거쳐 빠른 速力으로 가속된다. 또한 大型 强粒子 衝突機 에서, 陽性子 다발은 光電子(7x10 ¹⁰ eV 까지 振動數와 密度가 增加하는 파이프 壁에서부터 二次 電子들이 次例次例로 傳播된다.)를 傳播하면서 眞空空間에서 가속되어 振幅과 振動數가 가속될 때 放射된다. 各各의 陽性者들은 이러한 現象 때문에 한 回戰마다 6.7 keV를 잃게 된다. ^[3] 幾何級數的으로 빛의 速度 를 向해 粒子를 加速시키는 더 많은 에너지가 消費되기 때문에, 이것은 에너지 保存 法則 에 依해 따르게 된다.

天文學에서의 싱크로트론 放射 [ 編輯 ]

싱크로트론 放射는 天體들에 依해 生成되기도 한다. 基本的으로 磁氣場 을 통해 相對論的인 電子 螺旋形이 보이며 速度가 變하는 곳에서 生成된다. 싱크로트론 放射의 特徵 中 두 가지가 溫度가 없는 power-law 스펙트럼과 分極化 現象이다. ^[4]

그래서 行星들의 粒子 衝突과 太陽權과 같은 質量의 그룹化에서 感知될 수 있다. 이 放射는 오비탈의 經路에서 平面의 衝擊이 foreground emission의 最高値를 만들 때 Planck CMB mission을 눈금으로 매기기 위해 유럽 宇宙局 에서 使用된다. ^[5]

歷史 [ 編輯 ]

1956年 제프리 버비지( Geoffrey R. Burbidge 가 이를 處女자리 A 銀河 에서 噴出되는 제트에서 처음 發見하였다. ^[6] , 버비지가 1953年에 슈클로프시키(Iosif S. Shklovskii)에 依해 豫測되었던 바를 確認한 것이다. 그러나 事實 1950年에 알페인(Hannes Alfven)과 Nicolai Herlofson에 依해 몇 年 더 일찍 豫測되었다. ^[7]

T. K. Breus는 天體物理學 敵 싱크로트론 放射의 歷史에서 優先 順位의 疑問點이 매우 複雜하다고 아래의 글과 같이 記錄하였다.

特히 러시아의 物理學者 비탈리 긴즈버그 는 I.S. Shklovsky와의 關係를 끊었고, 18年 동안 말도 하지 않았다. 西部에서, Thomas Gold와 Sir Fred Hoyle는 H. Alfven와 N. Herlofson과 論爭 中에 있었다. 또한 그들은 K.O. Kiepenheuer과 G. Hutchinson를 無視했다. ^[8]

招待質量 블랙홀 이 磁氣場 에서의 대단히 일그러진 관형의 極 地域에서 重力으로 가속되는 이온들에 依해 만들어진 제트의 放出로 인하여 싱크로트론 房事를 만든다고 提案된 바 있다. 제트와 같이, M87에 있는 가장 近接한 제트에서처럼 허블 望遠鏡에 依해 우리의 平面的인 프레임으로부터 빛의 速度보다 빠른 6倍의 速度로 움직인다는 것이 明確히 確認되었다. 수많은 非連續的인 說明들이 亂舞 하였지만 以前의 粒子에 關하여 빛의 速度 c로 움직이는 試驗管의 粒子들 안에 따라다니고, 움직이는 充電된 粒子들의 效果의 形式이 모두 '別個의 場 모델(DFM)'과 '아인슈타인 理論'에 依한 것으로 提案되었다. 觀察들은 빛의 速度에 到着하는 觀察에서부터의 빛과 함께 位置의 變化에 關한 것이었다. 그래서 빛의 速度의 不變性( 特殊 相對性 理論 )에 關한 二次的으로 根據로 삼은 것은 侵害되지 않았다.

펄社豐盛韻 [ 編輯 ]

싱크로트론 放出이 重要하게 여겨지는 天文學的인 源泉은 펄社風 星雲 (Plerion)이다. 게星雲 이 典型的인 펄社風 星雲이다. 게星雲에서 펄社 로 放出된 감마선輻射는 最近에 25 GeV로 測定되었다. ^[9] 그 理由는 펄社 近處에서 剛한 磁氣場에 묶인 電子들에 依한 싱크로트론放射 때문이다. 0.1~10MeV의 에너지로 게星雲에서의 偏光은 基本的으로 싱크로트론 房事를 보여주고 있다. ^[10]

같이 보기 [ 編輯 ]

• 粒子 加速器
• 사이클로트론
• 相對性 理論
• 制動 輻射
• 粒子物理學

各州 [ 編輯 ]

外部 링크 [ 編輯 ]

• Cosmic Magnetobremsstrahlung (synchrotron Radiation) , by Ginzburg, V. L., Syrovatskii, S. I., ARAA, 1965
• Developments in the Theory of Synchrotron Radiation and its Reabsorption , by Ginzburg, V. L., Syrovatskii, S. I., ARAA, 1969
• Lightsources.org
• X-Ray Data Booklet