Тормозное излучение - Bremsstrahlung

Тормозное излучение, создаваемое высокоэнергетическим электроном, отклоняющимся в электрическом поле атомного ядра.

Тормозное излучение /ˈбрɛмʃтрɑːлəŋ/^[1] (Немецкое произношение: [ˈBʁɛms.ʃtʁaːlʊŋ] (Слушать)), от Bremsen "тормозить" и Strahlung «радиация»; то есть "тормозное излучение" или "замедляющее излучение" электромагнитное излучение произведенный замедление заряженной частицы при отклонении другой заряженной частицей, обычно электрон по атомное ядро. Движущаяся частица проигрывает кинетическая энергия, которое превращается в излучение (т. е. фотон ), таким образом удовлетворяя закон сохранения энергии. Этот термин также используется для обозначения процесса получения излучения. Тормозное излучение имеет непрерывный спектр, которая становится более интенсивной, а пиковая интенсивность которой смещается в сторону более высоких частот по мере увеличения изменения энергии замедленных частиц.

Говоря в широком смысле, тормозное излучение или тормозное излучение любое излучение, возникающее из-за замедления (отрицательного ускорения) заряженной частицы, которое включает синхротронное излучение (т.е. испускание фотона релятивистской частицей), циклотронное излучение (т.е. испускание фотона нерелятивистской частицей), а также испускание электронов и позитронов во время бета-распад. Однако этот термин часто используется в более узком смысле - излучение электронов (из любого источника), замедляющихся в веществе.

Тормозное излучение излучается плазма иногда упоминается как свободное излучение. Имеется в виду, что излучение в данном случае создается свободными заряженными частицами; т.е. не является частью иона, атома или молекулы как до, так и после отклонения (ускорение ), вызвавшего эмиссию.

Частица в вакууме: классическое описание

Основная статья: Формула лармора

Силовые линии и модуль электрического поля, создаваемого (отрицательным) зарядом, сначала движущимся с постоянной скоростью, а затем быстро останавливающимся, чтобы показать генерируемое тормозное излучение.

Этот раздел написан с чисто классической точки зрения, без учета квантовой механики. Заряженная частица, ускоряющаяся в вакууме, излучает энергию, как описано в Формула лармора и его релятивистские обобщения. Хотя термин, тормозное излучение, является обычно зарезервированные для заряженных частиц, ускоряющихся в веществе, а не в вакууме, формулы аналогичны.^{[нужна цитата ]} (В этом отношении тормозное излучение отличается от Черенковское излучение, другой вид тормозного излучения, которое возникает только по существу, а не в вакууме.)

Полная излучаемая мощность

Наиболее устоявшаяся релятивистская формула для полной излучаемой мощности дается выражением^[2]

${\displaystyle P={\frac {q^{2}\gamma ^{4}}{6\pi \varepsilon _{0}c}}\left({\dot {\beta }}^{2}+{\frac {\left({\vec {\beta }}\cdot {\dot {\vec {\beta }}}\right)^{2}}{1-\beta ^{2}}}\right),}$

где ${\displaystyle {\vec {\beta }}={\frac {\vec {v}}{c}}}$ (скорость частицы, деленная на скорость света), ${\displaystyle \gamma ={\frac {1}{\sqrt {1-\beta ^{2}}}}}$ это Фактор Лоренца, ${\displaystyle {\dot {\vec {\beta }}}}$ означает производную по времени от ${\displaystyle {\vec {\beta }}}$, и q - заряд частицы. Обычно это записывается в математически эквивалентной форме ^[3] с помощью ${\displaystyle \left({\vec {\beta }}\cdot {\dot {\vec {\beta }}}\right)^{2}={\dot {\beta }}^{2}\beta ^{2}-\left({\vec {\beta }}\times {\dot {\vec {\beta }}}\right)^{2}}$:

${\displaystyle P={\frac {q^{2}\gamma ^{6}}{6\pi \varepsilon _{0}c}}\left(({\dot {\vec {\beta }}})^{2}-\left({\vec {\beta }}\times {\dot {\vec {\beta }}}\right)^{2}\right).}$

В случае, когда скорость параллельна ускорению (например, линейное движение), формула упрощается до^[4]

${\displaystyle P_{a\parallel v}={\frac {q^{2}a^{2}\gamma ^{6}}{6\pi \varepsilon _{0}c^{3}}},}$

где ${\displaystyle a\equiv {\dot {v}}={\dot {\beta }}c}$ это ускорение. Для случая ускорения, перпендикулярного скорости ${\displaystyle \left({\vec {\beta }}\cdot {\dot {\vec {\beta }}}=0\right)}$ (случай, который возникает в круговых ускорителях частиц, известных как синхротроны ) полная излучаемая мощность уменьшается до

${\displaystyle P_{a\perp v}={\frac {q^{2}a^{2}\gamma ^{4}}{6\pi \varepsilon _{0}c^{3}}}.}$

Излучаемая мощность в двух предельных случаях пропорциональна ${\displaystyle \gamma ^{4}}$ ${\displaystyle \left(a\perp v\right)}$ или ${\displaystyle \gamma ^{6}}$ ${\displaystyle \left(a\parallel v\right)}$. поскольку ${\displaystyle E=\gamma mc^{2}}$, мы видим, что для частиц с той же энергией ${\displaystyle E}$ полная излучаемая мощность равна ${\displaystyle m^{-4}}$ или ${\displaystyle m^{-6}}$, что объясняет, почему электроны теряют энергию из-за тормозного излучения намного быстрее, чем более тяжелые заряженные частицы (например, мюоны, протоны, альфа-частицы). Это причина того, что электрон-позитронный коллайдер с энергией ТэВ (такой как предложенный Международный линейный коллайдер ) не может использовать круглый туннель (требующий постоянного ускорения), в то время как протон-протонный коллайдер (такой как Большой адронный коллайдер ) может использовать кольцевой туннель. Электроны теряют энергию из-за тормозного излучения со скоростью ${\displaystyle (m_{p}/m_{e})^{4}\approx 10^{13}}$ раз выше, чем у протонов.

Угловое распределение

Самая общая формула для излучаемой мощности как функции угла:^[3]

${\displaystyle {\frac {dP}{d\Omega }}={\frac {q^{2}}{16\pi ^{2}\varepsilon _{0}c}}{\frac {\left|{\hat {n}}\times \left(\left({\hat {n}}-{\vec {\beta }}\right)\times {\dot {\vec {\beta }}}\right)\right|^{2}}{\left(1-{\hat {n}}\cdot {\vec {\beta }}\right)^{5}}}}$

где ${\displaystyle {\hat {n}}}$ - единичный вектор, направленный от частицы к наблюдателю, и ${\displaystyle d\Omega }$ является бесконечно малым телесным углом.

В случае, когда скорость параллельна ускорению (например, линейное движение), это упрощается до^[3]

${\displaystyle {\frac {dP_{a\parallel v}}{d\Omega }}={\frac {q^{2}a^{2}}{16\pi ^{2}\varepsilon _{0}c^{3}}}{\frac {\sin ^{2}\theta }{(1-\beta \cos \theta )^{5}}}}$

где ${\displaystyle \theta }$ угол между ${\displaystyle {\vec {a}}}$ и направление наблюдения.

Электрон-ионное тормозное излучение в «вакууме»: упрощенное квантовое описание

В этом разделе дается квантово-механический аналог предыдущего раздела, но с некоторыми упрощениями. Мы даем нерелятивистскую трактовку частного случая электрона с массой ${\displaystyle m_{e}}$, плата ${\displaystyle -e}$, и начальная скорость ${\displaystyle v}$ замедляющийся в кулоновском поле газа тяжелых заряженных ионов ${\displaystyle Ze}$ и числовая плотность ${\displaystyle n_{i}}$. Испускаемое излучение - это фотон с частотой ${\displaystyle \nu =c/\lambda }$ и энергия ${\displaystyle h\nu }$. Мы хотим найти коэффициент излучения ${\displaystyle j(v,\nu )}$ которая представляет собой мощность, излучаемую на (телесный угол в пространстве скорости фотона * частота фотона), суммированную по обеим поперечным поляризациям фотонов. Мы следуем общей астрофизической практике написания этого результата в терминах приблизительного классического результата, умноженного на фактор Гаунта свободно-свободной эмиссии. г_ff который включает квантовые и другие поправки:

${\displaystyle j(v,\nu )={8\pi \over 3{\sqrt {3}}}\left({e^{2} \over 4\pi \epsilon _{0}}\right)^{3}{Z^{2}n_{i} \over c^{3}m_{e}^{2}v}g_{\rm {ff}}(v,\nu )}$

В физике плазмы фактор Гаунта часто называют кулоновским логарифмом.

Общая квантово-механическая формула для ${\displaystyle g_{\rm {ff}}}$ существует, но очень сложен и обычно определяется численными расчетами. Мы представляем некоторые приблизительные результаты со следующими дополнительными предположениями:

• Взаимодействие с вакуумом: мы пренебрегаем любыми эффектами фоновой среды, такими как эффекты плазменной экранирования. Это разумно для частоты фотонов, намного превышающей плазменная частота ${\displaystyle \nu _{\rm {pe}}\propto n_{\rm {e}}^{1/2}}$с участием ${\displaystyle n_{e}}$ электронная плотность плазмы. Обратите внимание, что световые волны быстро исчезают. ${\displaystyle \nu <\nu _{\rm {pe}}}$ и потребуется существенно иной подход.
• Мягкие фотоны: ${\displaystyle h\nu \ll m_{e}v^{2}/2}$, то есть энергия фотона намного меньше начальной кинетической энергии электрона.

При этих допущениях два безразмерных параметра характеризуют процесс: ${\displaystyle \eta _{Z}\equiv Ze^{2}/\hbar v}$, который измеряет силу электрон-ионного кулоновского взаимодействия, и ${\displaystyle \eta _{\nu }\equiv h\nu /2m_{e}v^{2}}$, который измеряет "мягкость" фотона и, как мы предполагаем, всегда мал (коэффициент 2 выбран для удобства в дальнейшем). В пределе ${\displaystyle \eta _{Z}\ll 1}$, квантово-механическое борновское приближение дает:

${\displaystyle g_{\rm {ff,Born}}={{\sqrt {3}} \over \pi }\ln {1 \over \eta _{\nu }}}$

В обратном пределе ${\displaystyle \eta _{Z}\gg 1}$, полный квантово-механический результат сводится к чисто классическому результату

${\displaystyle g_{\rm {ff,class}}={{\sqrt {3}} \over \pi }\left[\ln \left({1 \over \eta _{Z}\eta _{\nu }}\right)-\gamma \right]}$

где ${\displaystyle \gamma \approx 0.577}$ это Константа Эйлера – Маскерони. Обратите внимание, что ${\displaystyle 1/\eta _{Z}\eta _{\nu }=m_{e}v^{3}/\pi Ze^{2}\nu }$ что является чисто классическим выражением без постоянной Планка ${\displaystyle h}$.

Полуклассический эвристический способ понять фактор Гаунта - записать его как ${\displaystyle g_{\rm {ff}}\approx \ln(b_{\rm {max}}/b_{\rm {min}})}$ где ${\displaystyle b_{max}}$ и ${\displaystyle b_{\rm {min}}}$ - максимальный и минимальный «прицельные параметры» электрон-ионного столкновения в присутствии электрического поля фотона. С нашими предположениями, ${\displaystyle b_{\rm {max}}=v/\nu }$: при больших параметрах удара синусоидальные колебания фотонного поля обеспечивают «фазовое перемешивание», которое сильно снижает взаимодействие. ${\displaystyle b_{\rm {min}}}$ является большей из квантово-механической длины волны де Брогли ${\displaystyle \approx h/m_{e}v}$ и классическая дистанция максимального сближения ${\displaystyle \approx e^{2}/4\pi \epsilon _{0}m_{e}v^{2}}$ где электрон-ионная кулоновская потенциальная энергия сравнима с начальной кинетической энергией электрона.

Приведенные выше результаты обычно применимы, пока аргумент логарифма велик, и не работают, когда он меньше единицы. А именно, фактор Гаунта в этом случае становится отрицательным, что нефизично. Грубое приближение к полным расчетам с соответствующими борновскими и классическими пределами:

${\displaystyle g_{\rm {ff}}\approx \max \left[1,{{\sqrt {3}} \over \pi }\ln \left[{1 \over \eta _{\nu }\max(1,e^{\gamma }\eta _{Z})}\right]\right]}$

Тепловое тормозное излучение: излучение и поглощение

Спектр мощности тормозного излучения быстро спадает при больших ${\displaystyle \omega }$, а также подавляется вблизи ${\displaystyle \omega =\omega _{\rm {p}}}$. Этот график предназначен для квантового случая ${\displaystyle T_{e}>Z^{2}E_{\rm {h}}}$, и ${\displaystyle \hbar \omega _{\rm {p}}/T_{e}=0.1}$.

В этом разделе обсуждается тормозное излучение и процесс обратного поглощения (называемый обратным тормозным излучением) в макроскопической среде. Начнем с уравнения переноса излучения, которое применимо к общим процессам, а не только к тормозному излучению:

${\displaystyle {1 \over c}\partial _{t}I_{\nu }+{\hat {n}}\cdot \nabla I_{\nu }=j_{\nu }-k_{\nu }I_{\nu }}$

${\displaystyle I_{\nu }(t,{\vec {x}})}$ - спектральная интенсивность излучения или мощность на (площадь * телесный угол в пространстве скорости фотона * частота фотона), суммированная по обеим поляризациям. ${\displaystyle j_{\nu }}$ коэффициент излучения, аналогичный ${\displaystyle j(v,\nu )}$определено выше, и ${\displaystyle k_{\nu }}$ это поглощающая способность. ${\displaystyle j_{\nu }}$ и ${\displaystyle k_{\nu }}$ являются свойствами вещества, а не излучения, и учитывают все частицы в среде, а не только пару из одного электрона и одного иона, как в предыдущем разделе. Если ${\displaystyle I_{\nu }}$ однородна в пространстве и времени, то левая часть уравнения переноса равна нулю, и находим

${\displaystyle I_{\nu }={j_{\nu } \over k_{\nu }}}$

Если вещество и излучение также находятся в тепловом равновесии при некоторой температуре, то ${\displaystyle I_{\nu }}$должен быть спектр черного тела:

${\displaystyle B_{\nu }(\nu ,T)={\frac {2h\nu ^{3}}{c^{2}}}{\frac {1}{e^{h\nu /kT}-1}}}$

поскольку ${\displaystyle j_{\nu }}$ и ${\displaystyle k_{\nu }}$ не зависят от ${\displaystyle I_{\nu }}$, это значит, что ${\displaystyle j_{\nu }/k_{\nu }}$ должен быть спектром черного тела всякий раз, когда вещество находится в равновесии при некоторой температуре - независимо от состояния излучения. Это позволяет нам сразу узнать как ${\displaystyle j_{\nu }}$ и ${\displaystyle k_{\nu }}$ один раз известен - для материи в равновесии.

В плазме

ПРИМЕЧАНИЕ: в этом разделе в настоящее время приведены формулы, которые применяются в пределе Рэлея-Джинса. ${\displaystyle \hbar \omega \ll k_{\rm {B}}T_{e}}$, и не использует квантованную (планковскую) обработку излучения. Таким образом, обычный фактор вроде ${\displaystyle \exp(-\hbar \omega /k_{\rm {B}}T_{e})}$ не появляется. Появление ${\displaystyle \hbar \omega /k_{\rm {B}}T_{e}}$ в ${\displaystyle y}$ ниже объясняется квантово-механической трактовкой столкновений.

В плазма свободные электроны постоянно сталкиваются с ионами, вызывая тормозное излучение. Полный анализ требует учета как бинарных кулоновских столкновений, так и коллективного (диэлектрического) поведения. Подробное описание дано Бекефи,^[5] в то время как упрощенный вариант дан Ичимару.^[6] В этом разделе мы следуем диэлектрической трактовке Бекефи, в которой столкновения включаются приблизительно через волновое число отсечки, ${\displaystyle k_{\rm {max}}}$.

Рассмотрим однородную плазму с тепловыми электронами, распределенными в соответствии с Распределение Максвелла – Больцмана с температурой ${\displaystyle T_{e}}$. Следуя Бекефи, спектральная плотность мощности (мощность на интервал угловой частоты на объем, интегрированная по всей ${\displaystyle 4\pi }$ SR телесного угла и в обеих поляризациях) излучаемого тормозного излучения вычисляется как

${\displaystyle {dP_{\mathrm {Br} } \over d\omega }={8{\sqrt {2}} \over 3{\sqrt {\pi }}}\left[{e^{2} \over 4\pi \varepsilon _{0}}\right]^{3}{1 \over (m_{e}c^{2})^{3/2}}\left[1-{\omega _{\rm {p}}^{2} \over \omega ^{2}}\right]^{1/2}{Z_{i}^{2}n_{i}n_{e} \over (k_{\rm {B}}T_{e})^{1/2}}E_{1}(y),}$

где ${\displaystyle \omega _{p}\equiv (n_{e}e^{2}/\varepsilon _{0}m_{e})^{1/2}}$ - плазменная частота электронов, ${\displaystyle \omega }$ - частота фотона, ${\displaystyle n_{e},n_{i}}$ - плотность электронов и ионов, а другие символы - физические константы. Второй фактор в квадратных скобках - это показатель преломления световой волны в плазме, и он показывает, что излучение сильно подавляется для ${\displaystyle \omega <\omega _{\rm {p}}}$ (это условие отсечки световой волны в плазме; в этом случае световая волна мимолетный ). Таким образом, эта формула применима только для ${\displaystyle \omega >\omega _{\rm {p}}}$. Эта формула должна быть просуммирована по видам ионов в многовидовой плазме.

Специальная функция ${\displaystyle E_{1}}$ определяется в экспоненциальный интеграл артикул и безразмерное количество ${\displaystyle y}$ является

${\displaystyle y={1 \over 2}{\omega ^{2}m_{e} \over k_{\rm {max}}^{2}k_{\rm {B}}T_{e}}}$

${\displaystyle k_{\rm {max}}}$ является максимальным или ограничивающим волновым числом, возникающим из-за двойных столкновений, и может меняться в зависимости от вида иона. Примерно, ${\displaystyle k_{\rm {max}}=1/\lambda _{\rm {B}}}$ когда ${\displaystyle k_{\rm {B}}T_{\rm {e}}>Z_{i}^{2}E_{\rm {h}}}$ (типично для не слишком холодной плазмы), где ${\displaystyle E_{\rm {h}}\approx 27.2}$ эВ - это Энергия Хартри, и ${\displaystyle \lambda _{\rm {B}}=\hbar /(m_{\rm {e}}k_{\rm {B}}T_{\rm {e}})^{1/2}}$^{[требуется разъяснение ]} электрон тепловая длина волны де Бройля. В противном случае, ${\displaystyle k_{\rm {max}}\propto 1/l_{\rm {C}}}$ где ${\displaystyle l_{\rm {C}}}$ - классическое кулоновское расстояние максимального сближения.

Для обычного случая ${\displaystyle k_{m}=1/\lambda _{B}}$, мы нашли

${\displaystyle y={1 \over 2}\left[{\frac {\hbar \omega }{k_{\rm {B}}T_{e}}}\right]^{2}.}$

Формула для ${\displaystyle dP_{\mathrm {Br} }/d\omega }$ является приблизительным, поскольку в нем не учитывается усиленное излучение, возникающее при ${\displaystyle \omega }$ немного выше ${\displaystyle \omega _{\rm {p}}}$.

В пределе ${\displaystyle y\ll 1}$, мы можем приблизить ${\displaystyle E_{1}}$ так как ${\displaystyle E_{1}(y)\approx -\ln[ye^{\gamma }]+O(y)}$где ${\displaystyle \gamma \approx 0.577}$ это Константа Эйлера – Маскерони. Часто используется главный логарифмический член, который напоминает кулоновский логарифм, который используется в других расчетах столкновительной плазмы. Для ${\displaystyle y>e^{-\gamma }}$ логарифм отрицательный, и приближение явно неадекватно. Бекефи дает исправленные выражения для логарифмического члена, которые соответствуют подробным вычислениям двоичных столкновений.

Полная плотность мощности излучения, проинтегрированная по всем частотам, равна

${\displaystyle {\begin{aligned}P_{\mathrm {Br} }&=\int _{\omega _{\rm {p}}}^{\infty }d\omega {dP_{\mathrm {Br} } \over d\omega }={16 \over 3}\left[{e^{2} \over 4\pi \varepsilon _{0}}\right]^{3}{1 \over m_{e}^{2}c^{3}}Z_{i}^{2}n_{i}n_{e}k_{\rm {max}}G(y_{\rm {p}})\\G(y_{p})&={1 \over 2{\sqrt {\pi }}}\int _{y_{\rm {p}}}^{\infty }dy\,y^{-{\frac {1}{2}}}\left[1-{y_{\rm {p}} \over y}\right]^{\frac {1}{2}}E_{1}(y)\\y_{\rm {p}}&=y(\omega =\omega _{\rm {p}})\end{aligned}}}$

${\displaystyle G(y_{\rm {p}}=0)=1}$ и уменьшается с ${\displaystyle y_{\rm {p}}}$; это всегда положительно. Для ${\displaystyle k_{\rm {max}}=1/\lambda _{\rm {B}}}$, мы нашли

${\displaystyle P_{\mathrm {Br} }={16 \over 3}{\left({\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}}}\right)^{3} \over (m_{e}c^{2})^{\frac {3}{2}}\hbar }Z_{i}^{2}n_{i}n_{e}(k_{\rm {B}}T_{e})^{\frac {1}{2}}G(y_{\rm {p}})}$

Обратите внимание на появление ${\displaystyle \hbar }$ из-за квантовой природы ${\displaystyle \lambda _{\rm {B}}}$. В практических единицах обычно используется версия этой формулы для ${\displaystyle G=1}$ является ^[7]

${\displaystyle P_{\mathrm {Br} }[{\textrm {W}}/{\textrm {m}}^{3}]={Z_{i}^{2}n_{i}n_{e} \over \left[7.69\times 10^{18}{\textrm {m}}^{-3}\right]^{2}}T_{e}[{\textrm {eV}}]^{\frac {1}{2}}.}$

Эта формула в 1,59 раза больше приведенной выше, с различием из-за деталей двоичных столкновений. Такая двусмысленность часто выражается введением Фактор гона ${\displaystyle g_{\rm {B}}}$, например в ^[8] можно найти

${\displaystyle \varepsilon _{\mathrm {ff} }=1.4\times 10^{-27}T^{\frac {1}{2}}n_{e}n_{i}Z^{2}g_{\rm {B}},\,}$

где все выражено в CGS единицы.

Релятивистские поправки

Релятивистские поправки к испусканию фотона с энергией 30 кэВ электроном, падающим на протон.

Для очень высоких температур в эту формулу внесены релятивистские поправки, т. Е. Дополнительные члены порядка ${\displaystyle k_{\rm {B}}T_{e}/m_{e}c^{2}\,.}$^[9]

Тормозное охлаждение

Если плазма оптически тонкий тормозное излучение покидает плазму, унося часть внутренней энергии плазмы. Этот эффект известен как тормозное охлаждение. Это тип радиационное охлаждение. Энергия, уносимая тормозным излучением, называется тормозные потери и представляет собой тип радиационные потери. Обычно используется термин тормозные потери в контексте, когда охлаждение плазмы нежелательно, например, в термоядерная плазма.

Поляризационное тормозное излучение

Поляризационное тормозное излучение (иногда называемое «атомным тормозным излучением») - это излучение, испускаемое атомными электронами мишени, когда атом мишени поляризуется кулоновским полем падающей заряженной частицы.^[10][11] Поляризационные вклады тормозного излучения в полный спектр тормозного излучения наблюдались в экспериментах с относительно массивными падающими частицами,^[12] резонансные процессы,^[13] и свободные атомы.^[14] Тем не менее, до сих пор ведутся споры о том, есть ли существенные вклады поляризационного тормозного излучения в эксперименты с участием быстрых электронов, падающих на твердые мишени.^[15][16]

Следует отметить, что термин «поляризационный» не означает, что излучаемое тормозное излучение поляризовано. Кроме того, угловое распределение поляризационного тормозного излучения теоретически сильно отличается от обычного тормозного излучения.^[17]

Источники

Рентгеновская трубка

Спектр рентгеновских лучей, излучаемых Рентгеновская трубка с родий мишень, действует на 60 кВ. Непрерывная кривая обусловлена ​​тормозным излучением, а выбросы - характеристические линии K для родия. Кривая стремится к нулю при 21 вечера в соответствии с Закон Дуэйна – Ханта, как описано в тексте.

Основная статья: Рентгеновская трубка

В Рентгеновская трубка, электроны в вакууме ускоряются электрическое поле к куску металла, называемому «мишенью». Рентгеновские лучи излучаются, когда электроны замедляются (замедляются) в металле. Выходной спектр состоит из непрерывного спектра рентгеновских лучей с дополнительными резкими пиками при определенных энергиях. Непрерывный спектр обусловлен тормозным излучением, а резкие пики - характеристические рентгеновские лучи связанных с атомами в мишени. По этой причине тормозное излучение в этом контексте также называют непрерывное рентгеновское излучение.^[18]

Форма этого континуального спектра приближенно описывается формулой Закон Крамерса.

Формула закона Крамерса обычно дается как распределение интенсивности (количество фотонов) ${\displaystyle I}$ против длина волны ${\displaystyle \lambda }$ испускаемого излучения:^[19]

${\displaystyle I(\lambda )\,d\lambda =K\left({\frac {\lambda }{\lambda _{\min }}}-1\right){\frac {1}{\lambda ^{2}}}\,d\lambda }$

Постоянная K пропорционально атомный номер целевого элемента, и ${\displaystyle \lambda _{\min }}$ это минимальная длина волны, определяемая Закон Дуэйна – Ханта.

Спектр имеет резкое обрезание при ${\displaystyle \lambda _{\min }}$, что связано с ограниченной энергией налетающих электронов. Например, если электрон в трубке ускоряется на 60 кВ, то он приобретет кинетическую энергию 60 кэВ, и когда он попадает в цель, он может создавать рентгеновские лучи с энергией не более 60 кэВ за счет сохранение энергии. (Этот верхний предел соответствует остановке электрона, испустив всего один рентгеновский фотон. Обычно электрон испускает много фотонов, каждый из которых имеет энергию менее 60 кэВ.) Фотон с энергией не более 60 кэВ имеет длину волны не менее 21 вечера, поэтому непрерывный спектр рентгеновского излучения имеет именно такое обрезание, как видно на графике. В более общем виде формула для отсечки на низких длинах волн, закон Дуэйна-Ханта, выглядит так:^[20]

${\displaystyle \lambda _{\min }={\frac {hc}{eV}}\approx {\frac {1239.8}{V}}{\text{ pm/kV}}}$

где час является Постоянная Планка, c это скорость света, V это Напряжение что электроны ускоряются, е это элементарный заряд, и вечера является пикометры.

Бета-распад

Основная статья: Бета-распад

Вещества, излучающие бета-частицы, иногда демонстрируют слабое излучение с непрерывным спектром, вызванное тормозным излучением (см. «Внешнее тормозное излучение» ниже). В этом контексте тормозное излучение представляет собой тип «вторичного излучения», поскольку оно возникает в результате остановки (или замедления) первичного излучения (бета-частицы ). Это очень похоже на рентгеновские лучи, полученные при бомбардировке металлических мишеней электронами в Генераторы рентгеновского излучения (как указано выше), за исключением того, что он создается высокоскоростными электронами бета-излучения.

Внутреннее и внешнее тормозное излучение

«Внутреннее» тормозное излучение (также известное как «внутреннее тормозное излучение») возникает в результате создания электрона и потери им энергии (из-за сильного электрическое поле в области распада ядра), когда он покидает ядро. Такое излучение является особенностью бета-распада в ядрах, но иногда (реже) наблюдается в бета-распаде свободных нейтронов на протоны, где оно создается, когда бета-электрон покидает протон.

В электронном и позитрон излучение бета-распадом энергия фотона исходит от электроновнуклон пара, причем спектр тормозного излучения непрерывно уменьшается с увеличением энергии бета-частицы. При захвате электронов энергия поступает за счет нейтрино, а спектр максимален примерно при одной трети нормальной энергии нейтрино, уменьшаясь до нуля при нормальной энергии нейтрино. Обратите внимание, что в случае электронного захвата тормозное излучение испускается, даже если заряженная частица не испускается. Вместо этого, тормозное излучение можно рассматривать как создаваемое, когда захваченный электрон ускоряется в направлении поглощения. Такое излучение может быть на частотах, таких же, как мягкое гамма-излучение, но на нем нет резких спектральных линий гамма-распад, и, следовательно, технически не является гамма-излучением.

Внутренний процесс следует противопоставить «внешнему» тормозному излучению из-за столкновения с ядром электронов, приходящих извне (т. Е. Испускаемых другим ядром), как обсуждалось выше.^[21]

Радиационная безопасность

В некоторых случаях, например ³²
п, тормозное излучение, производимое защита бета-излучение с обычно используемыми плотными материалами (например вести ) сам по себе опасен; в таких случаях экранирование должно выполняться материалами с низкой плотностью, например Оргстекло (Люцит ), пластик, дерево, или воды;^[22] поскольку атомный номер этих материалов ниже, интенсивность тормозного излучения значительно снижается, но для остановки электронов (бета-излучения) требуется большая толщина экранирования.

В астрофизике

Доминирующий световой компонент в скоплении галактик - 10⁷ до 10⁸ кельвин внутрикластерная среда. Излучение внутрикластерной среды характеризуется тепловым тормозным излучением. Это излучение находится в диапазоне энергий рентгеновских лучей, и его можно легко наблюдать с помощью космических телескопов, таких как Рентгеновская обсерватория Чандра, XMM-Ньютон, РОСАТ, ASCA, EXOSAT, Сузаку, RHESSI и будущие миссии вроде IXO [1] и Astro-H [2].

Тормозное излучение также является доминирующим механизмом излучения для H II регионы на радиоволнах.

В электрических разрядах

В электрических разрядах, например в лабораторных разрядах между двумя электродами или в виде разрядов молнии между облаком и землей или внутри облаков, электроны производят тормозные фотоны, рассеиваясь на молекулах воздуха. Эти фотоны проявляются в земные гамма-вспышки и являются источником пучков электронов, позитронов, нейтронов и протонов.^[23] Появление тормозных фотонов также влияет на распространение и морфологию разрядов в азотно-кислородных смесях с низким процентным содержанием кислорода.^[24]

Квантово-механическое описание

Полное квантово-механическое описание было впервые выполнено Бете и Гайтлером.^[25] Они предположили плоские волны для электронов, которые рассеиваются в ядре атома, и получили поперечное сечение, которое связывает полную геометрию этого процесса с частотой испускаемого фотона. Четырехкратное дифференциальное сечение, демонстрирующее квантово-механическую симметрию относительно парное производство, является:

${\displaystyle {\begin{aligned}d^{4}\sigma ={}&{\frac {Z^{2}\alpha _{\text{fine}}^{3}\hbar ^{2}}{(2\pi )^{2}}}{\frac {\left|\mathbf {p} _{f}\right|}{\left|\mathbf {p} _{i}\right|}}{\frac {d\omega }{\omega }}{\frac {d\Omega _{i}\,d\Omega _{f}\,d\Phi }{\left|\mathbf {q} \right|^{4}}}\\&{}\times \left[{\frac {\mathbf {p} _{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{f}}{\left(E_{f}-c\left|\mathbf {p} _{f}\right|\cos \Theta _{f}\right)^{2}}}\left(4E_{i}^{2}-c^{2}\mathbf {q} ^{2}\right)+{\frac {\mathbf {p} _{i}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}{\left(E_{i}-c\left|\mathbf {p} _{i}\right|\cos \Theta _{i}\right)^{2}}}\left(4E_{f}^{2}-c^{2}\mathbf {q} ^{2}\right)\right.\\&{}+2\hbar ^{2}\omega ^{2}{\frac {\mathbf {p} _{i}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}+\mathbf {p} _{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{f}}{(E_{f}-c\left|\mathbf {p} _{f}\right|\cos \Theta _{f})\left(E_{i}-c\left|\mathbf {p} _{i}\right|\cos \Theta _{i}\right)}}\\&{}-2\left.{\frac {\left|\mathbf {p} _{i}\right|\left|\mathbf {p} _{f}\right|\sin \Theta _{i}\sin \Theta _{f}\cos \Phi }{\left(E_{f}-c\left|\mathbf {p} _{f}\right|\cos \Theta _{f}\right)\left(E_{i}-c\left|\mathbf {p} _{i}\right|c1\cos \Theta _{i}\right)}}\left(2E_{i}^{2}+2E_{f}^{2}-c^{2}\mathbf {q} ^{2}\right)\right].\end{aligned}}}$

Там ${\displaystyle Z}$ это атомный номер, ${\displaystyle \alpha _{\text{fine}}\approx 1/137}$ то постоянная тонкой структуры, ${\displaystyle \hbar }$ сокращенный Постоянная Планка и ${\displaystyle c}$ то скорость света. Кинетическая энергия ${\displaystyle E_{{\text{kin}},i/f}}$ электрона в начальном и конечном состоянии связана с его полной энергией ${\displaystyle E_{i,f}}$ или его импульсы ${\displaystyle \mathbf {p} _{i,f}}$ через

${\displaystyle E_{i,f}=E_{{\text{kin}},i/f}+m_{e}c^{2}={\sqrt {m_{e}^{2}c^{4}+\mathbf {p} _{i,f}^{2}c^{2}}},}$

где ${\displaystyle m_{e}}$ это масса электрона. Сохранение энергии дает

${\displaystyle E_{f}=E_{i}-\hbar \omega ,}$

где ${\displaystyle \hbar \omega }$ это энергия фотона. Направления испускаемого фотона и рассеянного электрона задаются выражением

${\displaystyle {\begin{aligned}\Theta _{i}&=\sphericalangle (\mathbf {p} _{i},\mathbf {k} ),\\\Theta _{f}&=\sphericalangle (\mathbf {p} _{f},\mathbf {k} ),\\\Phi &={\text{Angle between the planes }}(\mathbf {p} _{i},\mathbf {k} ){\text{ and }}(\mathbf {p} _{f},\mathbf {k} ),\end{aligned}}}$

где ${\displaystyle \mathbf {k} }$ - импульс фотона.

Дифференциалы задаются как

${\displaystyle {\begin{aligned}d\Omega _{i}&=\sin \Theta _{i}\ d\Theta _{i},\\d\Omega _{f}&=\sin \Theta _{f}\ d\Theta _{f}.\end{aligned}}}$

В абсолютная величина из виртуальный фотон между ядром и электроном

${\displaystyle {\begin{aligned}-\mathbf {q} ^{2}={}&-\left|\mathbf {p} _{i}\right|^{2}-\left|\mathbf {p} _{f}\right|^{2}-\left({\frac {\hbar }{c}}\omega \right)^{2}+2\left|\mathbf {p} _{i}\right|{\frac {\hbar }{c}}\omega \cos \Theta _{i}-2\left|\mathbf {p} _{f}\right|{\frac {\hbar }{c}}\omega \cos \Theta _{f}\\&{}+2\left|\mathbf {p} _{i}\right|\left|\mathbf {p} _{f}\right|\left(\cos \Theta _{f}\cos \Theta _{i}+\sin \Theta _{f}\sin \Theta _{i}\cos \Phi \right).\end{aligned}}}$

Диапазон применимости определяется приближением Борна

${\displaystyle v\gg {\frac {Zc}{137}}}$

где это соотношение должно выполняться для скорости ${\displaystyle v}$ электрона в начальном и конечном состоянии.

Для практического применения (например, в Коды Монте-Карло ) может быть интересно сосредоточиться на соотношении между частотой ${\displaystyle \omega }$ испускаемого фотона и угол между этим фотоном и падающим электроном. Кён и Эберт интегрировали четырехкратное дифференциальное сечение Бете и Гайтлера по ${\displaystyle \Phi }$ и ${\displaystyle \Theta _{f}}$ и получили:^[26]

${\displaystyle {\frac {d^{2}\sigma (E_{i},\omega ,\Theta _{i})}{d\omega \,d\Omega _{i}}}=\sum \limits _{j=1}^{6}I_{j}}$

с участием

${\displaystyle {\begin{aligned}I_{1}={}&{\frac {2\pi A}{\sqrt {\Delta _{2}^{2}+4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}}\ln \left({\frac {\Delta _{2}^{2}+4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}-{\sqrt {\Delta _{2}^{2}+4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}\left(\Delta _{1}+\Delta _{2}\right)+\Delta _{1}\Delta _{2}}{-\Delta _{2}^{2}-4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}-{\sqrt {\Delta _{2}^{2}+4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}\left(\Delta _{1}-\Delta _{2}\right)+\Delta _{1}\Delta _{2}}}\right)\\&{}\times \left[1+{\frac {c\Delta _{2}}{p_{f}\left(E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}\right)}}-{\frac {p_{i}^{2}c^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}{\left(E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}\right)^{2}}}-{\frac {2\hbar ^{2}\omega ^{2}p_{f}\Delta _{2}}{c\left(E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}\right)\left(\Delta _{2}^{2}+4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)}}\right],\\I_{2}={}&-{\frac {2\pi Ac}{p_{f}\left(E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}\right)}}\ln \left({\frac {E_{f}+p_{f}c}{E_{f}-p_{f}c}}\right),\\I_{3}={}&{\frac {2\pi A}{\sqrt {\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)^{4}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}}\times \ln \left[\left(\left[E_{f}+p_{f}c\right]\right.\right.\\&\left.\left[4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\left(E_{f}-p_{f}c\right)+\left(\Delta _{1}+\Delta _{2}\right)\left(\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]-{\sqrt {\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}\right)\right]\right)\\&\left[\left(E_{f}-p_{f}c\right)\left(4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\left[-E_{f}-p_{f}c\right]\right.\right.\\&{}+\left.\left.\left(\Delta _{1}-\Delta _{2}\right)\left(\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]-{\sqrt {\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}\right]\right)\right]^{-1}\\&{}\times \left[-{\frac {\left(\Delta _{2}^{2}+4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)\left(E_{f}^{3}+E_{f}p_{f}^{2}c^{2}\right)+p_{f}c\left(2\left[\Delta _{1}^{2}-4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right]E_{f}p_{f}c+\Delta _{1}\Delta _{2}\left[3E_{f}^{2}+p_{f}^{2}c^{2}\right]\right)}{\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}\right.\\&{}-{\frac {c\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)}{p_{f}\left(E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}\right)}}-{\frac {4E_{i}^{2}p_{f}^{2}\left(2\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]^{2}-4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)\left(\Delta _{1}E_{f}+\Delta _{2}p_{f}c\right)}{\left(\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)^{2}}}\\&{}+\left.{\frac {8p_{i}^{2}p_{f}^{2}m^{2}c^{4}\sin ^{2}\Theta _{i}\left(E_{i}^{2}+E_{f}^{2}\right)-2\hbar ^{2}\omega ^{2}p_{i}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}p_{f}c\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)+2\hbar ^{2}\omega ^{2}p_{f}m^{2}c^{3}\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)}{\left(E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}\right)\left(\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)}}\right],\\I_{4}={}&{}-{\frac {4\pi Ap_{f}c\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)}{\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}-{\frac {16\pi E_{i}^{2}p_{f}^{2}A\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)^{2}}{\left(\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)^{2}}},\\I_{5}={}&{\frac {4\pi A}{\left(-\Delta _{2}^{2}+\Delta _{1}^{2}-4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)\left(\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)}}\\&{}\times \left[{\frac {\hbar ^{2}\omega ^{2}p_{f}^{2}}{E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}}}\right.\\&{}\times {\frac {E_{f}\left(2\Delta _{2}^{2}\left[\Delta _{2}^{2}-\Delta _{1}^{2}\right]+8p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\left[\Delta _{2}^{2}+\Delta _{1}^{2}\right]\right)+p_{f}c\left(2\Delta _{1}\Delta _{2}\left[\Delta _{2}^{2}-\Delta _{1}^{2}\right]+16\Delta _{1}\Delta _{2}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)}{\Delta _{2}^{2}+4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}\\&{}+{\frac {2\hbar ^{2}\omega ^{2}p_{i}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\left(2\Delta _{1}\Delta _{2}p_{f}c+2\Delta _{2}^{2}E_{f}+8p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}E_{f}\right)}{E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}}}\\&{}+{\frac {2E_{i}^{2}p_{f}^{2}\left(2\left[\Delta _{2}^{2}-\Delta _{1}^{2}\right]\left[\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right]^{2}+8p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\left[\left(\Delta _{1}^{2}+\Delta _{2}^{2}\right)\left(E_{f}^{2}+p_{f}^{2}c^{2}\right)+4\Delta _{1}\Delta _{2}E_{f}p_{f}c\right]\right)}{\left(\Delta _{2}E_{f}+\Delta _{1}p_{f}c\right)^{2}+4m^{2}c^{4}p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}}}\\&{}+\left.{\frac {8p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\left(E_{i}^{2}+E_{f}^{2}\right)\left(\Delta _{2}p_{f}c+\Delta _{1}E_{f}\right)}{E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}}}\right],\\I_{6}={}&{\frac {16\pi E_{f}^{2}p_{i}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}A}{\left(E_{i}-cp_{i}\cos \Theta _{i}\right)^{2}\left(-\Delta _{2}^{2}+\Delta _{1}^{2}-4p_{i}^{2}p_{f}^{2}\sin ^{2}\Theta _{i}\right)}},\end{aligned}}}$

и

${\displaystyle {\begin{aligned}A&={\frac {Z^{2}\alpha _{\text{fine}}^{3}}{(2\pi )^{2}}}{\frac {\left|\mathbf {p} _{f}\right|}{\left|\mathbf {p} _{i}\right|}}{\frac {\hbar ^{2}}{\omega }}\\\Delta _{1}&=-\mathbf {p} _{i}^{2}-\mathbf {p} _{f}^{2}-\left({\frac {\hbar }{c}}\omega \right)^{2}+2{\frac {\hbar }{c}}\omega \left|\mathbf {p} _{i}\right|\cos \Theta _{i},\\\Delta _{2}&=-2{\frac {\hbar }{c}}\omega \left|\mathbf {p} _{f}\right|+2\left|\mathbf {p} _{i}\right|\left|\mathbf {p} _{f}\right|\cos \Theta _{i}.\end{aligned}}}$

Однако гораздо более простое выражение для того же интеграла можно найти в ^[27] (Уравнение 2BN) и в ^[28] (Уравнение 4.1).

Анализ дважды дифференциального сечения, приведенного выше, показывает, что электроны, кинетическая энергия которых больше, чем энергия покоя (511 кэВ), излучают фотоны в прямом направлении, в то время как электроны с небольшой энергией изотропно излучают фотоны.

Электрон-электронное тормозное излучение

Один механизм, который считается важным для малых атомных номеров ${\displaystyle Z}$, - рассеяние свободного электрона на электронах оболочки атома или молекулы.^[29] Поскольку электрон-электронное тормозное излучение является функцией ${\displaystyle Z}$ а обычное тормозное излучение электрон-ядро является функцией ${\displaystyle Z^{2}}$электрон-электронное тормозное излучение для металлов незначительно. Однако для воздуха он играет важную роль в производстве земные гамма-вспышки.^[30]

Смотрите также

• Циклотронное излучение
• Лазер на свободных электронах
• История рентгеновских лучей
• Список статей по физике плазмы
• Ядерный синтез: потери от тормозного излучения
• Длина излучения характеризующий потерю энергии за счет тормозного излучения электронов высокой энергии в веществе
• Источник синхротронного света

использованная литература

1. "Тормозное излучение". Словарь Merriam-Webster.
2. Формуляр плазмы для физики, техники и астрофизики, Д. Дайвер, стр. 46–48.
3. Джексон, Классическая электродинамика, Разделы 14.2–3
4. Введение в электродинамику, Д. Дж. Гриффитс, стр. 463–465.
5. Радиационные процессы в плазме, Г. Бекефи, Wiley, 1-е издание (1966 г.)
6. Основные принципы физики плазмы: статистический подход, С. Ичимару, стр. 228.
7. Формуляр плазмы NRL, редакция 2006 г., стр. 58.
8. Радиационные процессы в астрофизике, Г. Рыбицки и А.П. Лайтман, стр. 162.
9. Райдер, Т. Х. (1995). Основные ограничения для систем термоядерного синтеза плазмы, не находящихся в термодинамическом равновесии (Кандидатская диссертация). Массачусетский технологический институт. п. 25. HDL:1721.1/11412.
10. Поляризационное тормозное излучение на атомах, плазме, наноструктурах и твердых телах, В. Астапенко
11. Новые разработки в исследованиях фотонов и материалов, Глава 3: "Поляризационное тормозное излучение: обзор", С. Уильямс
12. Исии, Кейдзо (2006). «Непрерывное рентгеновское излучение при столкновении легких ионов с атомами». Радиационная физика и химия. Elsevier BV. 75 (10): 1135–1163. Дои:10.1016 / j.radphyschem.2006.04.008. ISSN  0969-806X.
13. Wendin, G .; Нуро, К. (1977-07-04). "Тормозные резонансы и спектроскопия потенциала возникновения вблизи 3d-порогов в металлических Ba, La и Ce". Письма с физическими проверками. Американское физическое общество (APS). 39 (1): 48–51. Дои:10.1103 / Physrevlett.39.48. ISSN  0031-9007.
14. Портильо, Сал; Куорлз, К. А. (2003-10-23). «Абсолютные дважды дифференциальные сечения тормозного излучения электронов от атомов редких газов при 28 и 50 кэВ». Письма с физическими проверками. Американское физическое общество (APS). 91 (17): 173201. Дои:10.1103 / Physrevlett.91.173201. ISSN  0031-9007. PMID  14611345.
15. Астапенко, В. А .; Кубанкин, А. С .; Насонов, Н. Н .; Полянский, В. В .; Похил, Г. П .; Сергиенко, В. И .; Хабло, В. А. (2006). «Измерение поляризационного тормозного излучения релятивистских электронов в поликристаллических мишенях». Письма в ЖЭТФ. Pleiades Publishing Ltd. 84 (6): 281–284. Дои:10.1134 / s0021364006180019. ISSN  0021-3640. S2CID  122759704.
16. Уильямс, Скотт; Куорлз, К. А. (2008-12-04). «Абсолютные выходы тормозного излучения при 135 ° от электронов с энергией 53 кэВ на мишенях из золотой пленки». Физический обзор A. Американское физическое общество (APS). 78 (6): 062704. Дои:10.1103 / Physreva.78.062704. ISSN  1050-2947.
17. Gonzales, D .; Полость, B .; Уильямс, С. (29 ноября 2011 г.). «Угловое распределение тормозного излучения толстой мишени, создаваемого электронами с начальной энергией от 10 до 20 кэВ, падающими на Ag». Физический обзор A. 84 (5): 052726. arXiv:1302.4920. Дои:10.1103 / Physreva.84.052726. ISSN  1050-2947. S2CID  119233168.
18. С. Дж. Б. Рид (2005). Электронно-микрозондовый анализ и сканирующая электронная микроскопия в геологии. Издательство Кембриджского университета. п. 12. ISBN  978-1-139-44638-9.
19. Лагуиттон, Дэниел; Уильям Пэрриш (1977). "Экспериментальное спектральное распределение в зависимости от закона Крамерса для количественной рентгеновской флуоресценции методом основных параметров". Рентгеновская спектрометрия. 6 (4): 201. Bibcode:1977XRS ..... 6..201L. Дои:10.1002 / xrs.1300060409.
20. Рене Ван Грикен; Анджей Маркович (2001). Справочник по рентгеновской спектрометрии. CRC Press. п. 3. ISBN  978-0-203-90870-9.
21. Книпп, J.K .; G.E. Уленбек (июнь 1936 г.). «Эмиссия гамма-излучения при бета-распаде ядер». Physica. 3 (6): 425–439. Bibcode:1936Phy ..... 3..425K. Дои:10.1016 / S0031-8914 (36) 80008-1. ISSN  0031-8914.
22. «Окружающая среда, здоровье и безопасность» (PDF). Архивировано из оригинал (PDF) на 2017-07-01. Получено 2018-03-14.
23. Köhn, C .; Эберт, У. (2015). «Расчет пучков позитронов, нейтронов и протонов, связанных с земными гамма-вспышками». Журнал геофизических исследований: атмосферы. 120 (4): 1620–1635. Bibcode:2015JGRD..120.1620K. Дои:10.1002 / 2014JD022229.
24. Köhn, C .; Chanrion, O .; Нойберт, Т. (2017). «Влияние тормозного излучения на стримеры электрического разряда в N₂, O₂ газовые смеси ». Наука и технологии источников плазмы. 26 (1): 015006. Bibcode:2017PSST ... 26a5006K. Дои:10.1088/0963-0252/26/1/015006.
25. Bethe, H.A .; Гейтлер, В. (1934). «О остановке быстрых частиц и создании положительных электронов». Труды Королевского общества А. 146 (856): 83–112. Bibcode:1934RSPSA.146 ... 83B. Дои:10.1098 / RSPA.1934.0140.
26. Köhn, C .; Эберт, У. (2014). «Угловое распределение тормозных фотонов и позитронов для расчета земных гамма-вспышек и позитронных пучков». Атмосферные исследования. 135–136: 432–465. arXiv:1202.4879. Bibcode:2014AtmRe.135..432K. Дои:10.1016 / j.atmosres.2013.03.012. S2CID  10679475.
27. Koch, H.W .; Моц, Дж. У. (1959). «Формулы сечения тормозного излучения и соответствующие данные». Обзоры современной физики. 31 (4): 920–955. Bibcode:1959РвМП ... 31..920К. Дои:10.1103 / RevModPhys.31.920.
28. Gluckstern, R.L .; Халл, М. Х. младший (1953). «Поляризационная зависимость интегрального сечения тормозного излучения». Физический обзор. 90 (6): 1030–1035. Bibcode:1953ПхРв ... 90.1030Г. Дои:10.1103 / PhysRev.90.1030.
29. Tessier, F .; Кавраков, И. (2008). «Расчет сечения электрон-электронного тормозного излучения в поле атомных электронов». Ядерные инструменты и методы в физических исследованиях B. 266 (4): 625–634. Bibcode:2008НИМПБ.266..625Т. Дои:10.1016 / j.nimb.2007.11.063.
30. Köhn, C .; Эберт, У. (2014). «Важность электрон-электронного тормозного излучения для земных гамма-вспышек, электронных пучков и электрон-позитронных пучков». Журнал физики D. 47 (25): 252001. Bibcode:2014JPhD ... 47y2001K. Дои:10.1088/0022-3727/47/25/252001.

дальнейшее чтение

• Эберхард Хауг; Вернер Накель (2004). Элементарный процесс тормозного излучения. Научные конспекты лекций по физике. 73. Ривер Эдж, штат Нью-Джерси: World Scientific. ISBN  978-981-238-578-9.

внешние ссылки

• Указатель ранних статей о тормозном излучении