싱크로트론 방사

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1. 개요

싱크로트론 방사는 전자가 자기장 내에서 가속될 때 발생하는 전자기파의 일종이다. 1946년 제너럴 일렉트릭 회사의 싱크로트론 가속기에서 처음 발견되었으며, 이후 소립자 실험용 가속기에서 에너지 손실로 여겨지다가 물성 연구에 활용되기 시작했다. 싱크로트론 방사는 높은 지향성, 강한 광도, 펄스 광 특성을 가지며, X선 흡수 미세 구조 분석, 형광 X선 분석, 광전자 분광 등 다양한 분야에 활용된다. 현재는 언듈레이터와 위글러와 같은 삽입 광원을 통해 더욱 강력한 방사광을 얻을 수 있으며, 제2, 3, 4세대 시설로 발전해왔다. 대한민국에는 포항가속기연구소(PLS)가 있으며, 3세대 및 4세대 방사광 가속기 시설을 운영하고 있다.

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싱크로트론 방사
개요
유형	전자기파
발생 원리	전하를 띤 입자가 자기장 내에서 가속 운동할 때
발견	제너럴 일렉트릭 연구소 (1947년)
특징
높은 휘도	기존의 X선관에 비해 훨씬 밝음
넓은 파장 범위	적외선부터 X선까지 연속적인 파장 영역
높은 편광도	특정 방향으로 진동하는 빛의 성분이 강함
펄스 구조	매우 짧은 시간 간격으로 방출되는 펄스 형태
발생 방법
싱크로트론	전자를 가속하여 발생
저장 링	가속된 전자를 저장하여 지속적으로 방사광 발생
언듈레이터/위글러	자기장을 이용하여 전자의 진행 방향을 주기적으로 변경, 방사광의 세기 및 파장 제어
활용 분야
과학 연구	물질의 구조 및 성질 분석 단백질 구조 연구 화학 반응 연구 나노 기술 연구
산업	반도체 공정 의약품 개발 신소재 개발
의학	X선 촬영 암 치료
관련 용어
전자기파	전기장과 자기장의 진동으로 이루어진 파동
X선	파장이 짧은 전자기파의 일종
싱크로트론	입자 가속기의 일종
빔라인	싱크로트론에서 생성된 방사광을 실험 장치로 전달하는 경로
주의사항
방사선 노출	방사광에 직접 노출될 경우 인체에 해로울 수 있음
안전 수칙 준수	시설 내 안전 수칙을 철저히 준수해야 함

2. 역사

1946년에 싱크로트론 방사 발견의 기원인 제너럴 일렉트릭 싱크로트론 가속기. 화살표는 전기 아크(전호)를 가리킨다.

싱크로트론 방사는 1947년 4월 24일, 뉴욕주 스케넥터디에 있는 제너럴 일렉트릭 연구소의 70 MeV 전자 싱크로트론에서 기술자 플로이드 하버에 의해 처음 관찰되었다.^[5] 허버트 폴록은 당시 상황을 회상하며, 처음에는 체렌코프 복사로 생각했지만 곧 이바넨코와 포메란추크가 예측한 방사광임을 알게 되었다고 밝혔다.^[7]

초기에는 진공 자외선 파장 영역에 머물렀지만, 전자-양전자 충돌 실험용 가속기의 전자 에너지가 증가하면서 더 짧은 파장의 X선 영역 방사광을 얻을 수 있게 되었다. 또한 고에너지 가속기에 소립자를 공급하는 "축적 링"을 공용함으로써 안정적인 방사광 공급이 가능해졌다. 이러한 실험 환경 정비로 방사광 실험의 유용성이 널리 인식되었다.

1970년대부터 방사광 전용으로 설계된 "'''제2세대'''" 싱크로트론이 만들어졌다. 1975년 일본에서는 세계 최초의 방사광 전용 링 SOR-RING이 가동되었고, 1982년에는 쓰쿠바의 고에너지 물리 연구소(당시)에 "포톤 팩토리"가 완성되어 현재까지도 주요 방사광 시설로 운영되고 있다.

1990년대 이후, "언듈레이터"를 조합한 "'''제3세대'''" 건설이 세계 각국에서 시작되었다. 언듈레이터는 매우 높은 휘도를 얻을 수 있게 해주었으며, 네오디뮴 자석과 같은 강력한 자석 개발이 이를 뒷받침했다. 2009년 현재 가동 중인 제3세대 방사광 시설로는 SPring-8(1997년, 이화학연구소·일본원자력연구개발기구, 일본), APS(1996년, 미국 에너지부), ESRF(1994년, 유럽 18개국 공동 개발, 프랑스) 등이 있다.

2000년대 후반부터는 X선 자유 전자 레이저(XFEL)를 사용하는 "'''제4세대'''" 건설이 시작되었다. 미국의 SLAC 국립 가속기 연구소의 LCLS(Linac Coherent Light Source), 일본의 SACLA, 독일의 FLASH 등이 대표적이다.

2. 1. 싱크로트론 방사의 발견

제너럴 일렉트릭 회사의 싱크로트론 가속기 개발을 통해 싱크로트론 방사가 발견되었다. 1946년에 개발되어 1947년 5월 프랭크 엘더(Frank Elder), 아나톨 구레비치(Anatole Gurewitsch), 로버트 랭뮤어(Robert Langmuir), 허브 폴록(Herb Pollock)이 쓴 “싱크로트론에서 가속된 전자에서 방출된 방사선”라는 논문에 발표되었다.^[31]

1947년 4월 24일, 뉴욕주 스케넥터디에 있는 제너럴 일렉트릭 연구소의 70 MeV 전자 싱크로트론에서 기술자 플로이드 하버(Floyd Haber)에 의해 처음 관찰되었다.^[5] 이는 최초의 싱크로트론은 아니었지만, 방사광을 직접 관찰할 수 있도록 투명한 진공관을 가진 최초의 장치였다.^[6]

허버트 폴록(Herbert Pollock)은 다음과 같이 회상했다:^[7]

> 4월 24일, 랭뮤어와 나는 기계를 가동하고 있었고, 늘 그렇듯이 전자총과 그와 관련된 펄스 변압기를 한계까지 밀어붙이려고 했다. 간헐적인 불꽃이 발생했고, 우리는 기술자에게 보호 콘크리트 벽 너머로 거울을 사용하여 관찰하도록 요청했다. 그는 즉시 싱크로트론을 끄라고 신호를 보냈는데, "튜브에서 아크를 보았다"고 했다. 진공 상태는 여전히 훌륭했고, 랭뮤어와 나는 벽 끝으로 가서 관찰했다. 처음에는 체렌코프 복사 때문이라고 생각했지만, 곧 이바넨코와 포메란추크의 방사광을 보고 있다는 것을 더 분명히 알게 되었다.^[8]

이러한 유형의 방사선은 1956년 게 성운에서 얀 헨드릭 오르트와 테오도르 발라번에 의해 처음 감지되었으며,^[15] 몇 달 후 제프리 버비지에 의해 메시에 87에서 방출되는 제트에서 감지되었다.^[16] 이는 1953년 이오시프 사무일로비치 시클롭스키의 예측을 확인한 것이다. 그러나 한네스 알벤과 니콜라이 헤를로프손에 의해 더 일찍 (1950년) 예측되었다.^[17]

1946년에 이론적으로 예측된 방사광은 다음 해 1947년에 전자 싱크로트론에서 실제로 관찰되었다. 당시 방사광은 소립자 실험용 가속기에 있어서 에너지 손실에 지나지 않는다고 여겨졌다.

이러한 결점을 역이용하여, 적극적으로 물성 연구에 이용하려는 것이 방사광 연구의 시작이었다. 최초의 본격적인 연구는 1963년 미국 NBS에서 행해진 진공 자외선에 의한 분광 실험이다. 일본에서도 1965년에 도쿄대 원자핵 연구소(다나시 시)의 전자 싱크로트론(INS-ES)에서 일련의 실험이 이루어졌다. 다만 이러한 실험은 모두 가속기에서 버려지는 빛을 일시적으로 사용하는 "기생적"인 실험에 지나지 않았다.

2. 2. 초기 연구 및 발전

제너럴 일렉트릭 회사의 싱크로트론 가속기에서 1946년에 싱크로트론 방사가 발견되었고, 1947년 5월에 관련 논문이 발표되었다.^[31] 1947년 4월 24일, 뉴욕주 스케넥터디에 있는 제너럴 일렉트릭 연구소의 70 MeV 전자 싱크로트론에서 기술자 플로이드 하버에 의해 처음 관찰되었다.^[5]

허버트 폴록은 4월 24일, 랭뮤어와 함께 기계를 가동하던 중 기술자가 튜브에서 아크를 보았다고 알려와 싱크로트론을 끄라는 신호를 받았고, 처음에는 체렌코프 복사 때문이라고 생각했지만, 곧 이바넨코와 포메란추크의 방사광을 보고 있다는 것을 알게 되었다고 회상했다.^[8]

이러한 유형의 방사선은 1956년 게 성운에서 얀 헨드릭 오르트와 테오도르 발라번에 의해 처음 감지되었으며,^[15] 몇 달 후 제프리 버비지에 의해 메시에 87에서 방출되는 제트에서 감지되었다.^[16] 이는 1953년 이오시프 사무일로비치 시클롭스키의 예측을 확인한 것이다. 그러나 한네스 알벤과 니콜라이 헤를로프손에 의해 더 일찍 (1950년) 예측되었다.^[17]

1946년에 방사광이 이론적으로 예측되었고, 다음 해 1947년에 전자 싱크로트론에서 실제로 방사광이 관찰되었다. 당시 방사광은 소립자 실험용 가속기에 있어서 에너지 손실에 지나지 않는다고 여겨졌다.

이러한 결점을 역이용하여, 적극적으로 물성 연구에 이용하려는 것이 방사광 연구의 시작이었다. 최초의 본격적인 연구는 1963년 미국 NBS에서 행해진 진공 자외선에 의한 분광 실험이다. 일본에서도 1965년에 도쿄대 원자핵 연구소(다나시 시)의 전자 싱크로트론(INS-ES)에서 일련의 실험이 이루어졌다. 다만 이러한 실험은 모두 가속기에서 버려지는 빛을 일시적으로 사용하는 "기생적"인 실험에 지나지 않았다.

2. 3. 방사광 시설의 발전

1946년에 싱크로트론 방사가 이론적으로 예측되었고, 1947년에 전자 싱크로트론에서 실제로 관찰되었다. 초기에는 소립자 실험용 가속기에서 발생하는 에너지 손실로 여겨졌으나, 1963년 미국 NBS에서 진공 자외선을 이용한 분광 실험을 시작으로 방사광 연구가 본격화되었다. 1965년에는 도쿄대 원자핵 연구소의 전자 싱크로트론(INS-ES)에서 실험이 이루어졌지만, 이는 가속기에서 버려지는 빛을 일시적으로 사용하는 "기생적" 실험이었다.

이후 전자-양전자 충돌 실험용 가속기의 전자 에너지가 증가하면서 더 짧은 파장의 X선 영역 방사광을 얻을 수 있게 되었고, "축적 링"을 공용하여 안정적인 방사광 공급이 가능해졌다. 이러한 환경 개선으로 방사광 실험의 유용성이 널리 인식되었다.

1970년대부터 방사광 전용으로 설계된 "'''제2세대'''" 싱크로트론 시설이 건설되기 시작했다. 1975년에는 세계 최초의 방사광 전용 링인 SOR-RING이 일본에서 가동되었고, 1982년에는 고에너지 물리 연구소(당시)에 "포톤 팩토리"가 완공되었다. 포톤 팩토리는 지속적인 개선을 통해 현재까지도 주요 방사광 시설로 운영되고 있다.

1990년대 이후, "언듈레이터"를 조합하여 매우 높은 휘도를 얻을 수 있는 "'''제3세대'''" 싱크로트론 시설 건설이 전 세계적으로 시작되었다. 네오디뮴 자석과 같은 강력한 자석 개발이 이러한 기술 발전을 뒷받침했다. 2009년 현재 가동 중인 제3세대 방사광 시설로는 SPring-8(1997년, 일본), APS(1996년, 미국), ESRF(1994년, 유럽 18개국 공동 개발) 등이 있다.

2000년대 후반부터는 X선 자유 전자 레이저(XFEL)를 사용하는 "'''제4세대'''" 싱크로트론 시설 건설이 시작되었다. 미국의 LCLS(Linac Coherent Light Source), 일본의 SACLA, 독일의 FLASH 등이 대표적이다.

3. 방출 매커니즘

자기장에 의해 굽은 경로로 힘을 받는 전자를 포함, 고에너지 입자가 빠른 운동을 할 때 싱크로트론 방사가 일어난다. 이는 전파 안테나와 비슷하지만, 이론적으로 차이가 있다.

자기장 하에서 움직이는 전하를 띈 입자의 운동방정식을 상대론적으로 기술하면 다음과 같다.

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

v 벡터를 B에 수직인 방향과 평행인 방향으로 나누면 다음과 같이 계산할 수 있다.

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

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

만약 자기장선에 평행하게 놓인 속도 벡터의 성분이 0이 아니라면, 입자는 나선 경로로 운동한다. 가령 전자가 이러한 운동을 한다고 하면, 전자의 운동에 관한 물리량은 다음과 같이 표현될 수 있다.

:: $a=\frac{e \beta B}{\gamma m_e}$ (여기서 $\beta = v/c$ 이다.)

:: $r=\frac{\gamma m_e c^2 \beta}{eB}$

:: $T=\frac{2 \pi \gamma m_e c}{eB}$

:: $\omega_B=\frac{2 \pi}{T}=\frac{eB}{\gamma m_e c}$

위쪽에서부터 각각 나선운동의 반지름, 나선운동시 전자의 가속도, 나선운동시 전자 운동의 주기, 나선운동시 전자 운동의 각진동수를 나타낸다. 상대론적인 운동을 하는 전하 q를 띈 입자가 가속도 a로 가속되고 있다면 이로 인해 방출되는 일률은 다음과 같다.

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

이는 비상대론적인 운동의 경우보다 $\gamma^4$ 배 만큼의 수치이다.

싱크로트론 방사는 엑스선의 가장 밝은 인공 광원이다. 평면 가속 기하학 구조가 오비탈 평면에서 관찰될 때는 선형 편광된 방사형태가 되고, 평면의 작은 각에서 관찰될 때는 원형 편광된 방사형태가 된다. 한편, 진폭과 진동수는 양극의 식에서 집중된다.

리에나르-비헤르트 장에 대한 표현은 다음과 같다.

:: $\mathbf{B}(\mathbf{r},t)=-\frac{\mu_0q}{4\pi}\left[\frac{c\,\hat{\mathbf{n}}\times\vec{\beta}}{\gamma^2R^2(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}+\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[\,\dot{\vec{\beta}}+\hat{\mathbf{n}}\times(\vec{\beta}\times\dot{\vec{\beta}})]}{R\,(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right]_{\mathrm{retarded}}$

:: $\mathbf{E}(\mathbf{r},t)=\frac{q}{4\pi\varepsilon_0}\left[\frac{\hat{\mathbf{n}}-\vec{\beta}}{\gamma^2R^2(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}+\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[(\hat{\mathbf{n}}-\vec{\beta})\times\dot{\vec{\beta}}\,]}{c\,R\,(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right]_{\mathrm{retarded}}$

여기에서

:: $\mathbf R(t')=\mathbf r-\mathbf r_0(t'),$

:: $R(t')=|\mathbf R|,$

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

이는 뒤처진 시간의 전하의 위치에서 관찰 지점을 잇는 단위 벡터이며, $t'$ 는 뒤처진 시간이다.

근접장(near field^영어)의 효과를 무시한다면, 리에나르-비헤르트 장에 의한 포인팅 벡터와 지름 방향 단위벡터 $\hat{\mathbf n}$ 의 내적은 다음과 같다.

:: $[\mathbf{S\cdot}\hat{\mathbf{n}}]_{\mathrm{retarded}} = \frac{q^2}{16\pi^2\varepsilon_0 c}\left\{\frac{1}{R^2}\left|\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[(\hat{\mathbf{n}}-\vec{\beta})\times\dot{\vec{\beta}}]}{(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right|^2\right\}_{\mathrm{retarded}}$

$\vec{\beta}$ 과 $\dot{\vec{\beta}}$ 의 공간적인 관계를 통해, 각에 따른 분포의 자세한 정보를 알 수 있다.
입자의 정지 틀에서 관찰자의 틀로 변환할 때 상대론적인 효과는 위 식의 분모 $(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\vec{\mathbf{n}})$ 에 반영되어 있다.
빛의 속도에 가까운 입자에 대해서는 뒤의 효과가 각 분포를 주도한다.

유한한 가속시간

t'=T_1

to

t'=T_2

동안 단위 입체각에 방사되는 에너지는, 전하의 틀에서 볼 때

::

\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')]

:::::

= \frac{q^2}{16\pi^2\varepsilon_0c}\,\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}

이다.

전하가 순간적으로 원운동을 할 때는 가속도

\dot{\vec{\beta}}

가 속도에

\vec{\beta}

에 직각 방향이다. 순각적인 속도

\vec{\beta}

를 z방향으로 잡고

\dot{\vec{\beta}}

가 x 방향이라 하자. customary polar angles

\theta\,\mathrm{,}\,\phi

은 관찰 방향을 결정하며, 식 (4)의 일반적인 형태는 다음의 특수한 형태가 된다

::

\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]

상대론적인 극한

(\gamma>>1)

에서, 각 분산은 다음과 같이 근사할 수 있다.

::

\frac{\mathrm{d}\mathcal{P}(t')}{\mathrm{d}\mathit{\Omega}} \simeq \frac{2}{\pi}\frac{e^2}{c^3}\gamma^6\frac

3. 1. 상대론적 효과

전자를 비롯한 고에너지 입자가 빠른 속도로 운동할 때 싱크로트론 방사가 일어난다. 이는 전파 안테나와 유사하지만, 이론적으로 몇 가지 차이점이 있다. 로런츠 인자 γ 때문에 상대론적 속도에서 도플러 효과에 의해 측정되는 진동수가 변화한다. 자기장 하에서 움직이는 전하를 띤 입자의 운동 방정식은 상대론적으로 다음과 같이 표현된다.^[9]^[10]::

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

여기서 v는 입자의 속도 벡터, q는 입자의 전하, B는 자기장 벡터, m은 전하의 질량,

\gamma

는 로런츠 인자이다. 입자에 가해지는 힘이 운동 방향에 수직이므로 자기장은 입자에 일을 하지 않는다. 따라서 입자의 속력은 일정하게 유지되고 방향만 바뀐다.

상대론적 시간 단축으로 인해 실험실에서 관측되는 진동수는 γ를 곱한 값으로 나타난다. 이는 엑스선 영역에서 전자들을 가속시키는 공명 구멍의 GeV 진동수를 곱하는 것과 같다. 방사되는 힘은 상대론적 라모 공식으로, 방출되는 전자의 힘은 아브라함-로런츠-디랙 힘으로 구할 수 있다. 방사 패턴은 뾰족한 원뿔의 꼭짓점을 향하는 등방성 쌍극자 패턴에서 벗어난다.

맥스웰 방정식에 따르면 가속되는 전하 입자는 항상 전자기 복사를 방출한다. 싱크로트론 방사는 전하 입자가 상대론적 속도로 운동하면서 자기장 내에서 운동 방향에 수직으로 가속될 때 발생하는 특수한 경우이다. 이때 로런츠 힘에 의해 힘은 운동 방향과 자기장 방향 모두에 수직이다.

방사선에 의해 전달되는 전력은 (SI 단위) 상대론적 라모어 공식에 의해 다음과 같이 주어진다.^[9]^[10]

P_\gamma = \frac{q^2}{6 \pi \varepsilon_0 c^3} a^2 \gamma^4 = \frac{q^2 c}{6 \pi \varepsilon_0} \frac{\beta^4 \gamma^4}{\rho^2} ,

여기서

$\varepsilon_0$ 는 진공 유전율,
$q$ 는 입자 전하,
$a$ 는 가속도의 크기,
$c$ 는 빛의 속도,
$\gamma$ 는 로렌츠 인자,
$\beta = v/c$ ,
$\rho$ 는 입자 궤도의 곡률 반경이다.

방출하는 전자에 작용하는 힘은 아브라함-로렌츠-디랙 힘으로 나타낼 수 있다.

입자가 평면에서 움직일 때 방출되는 방사선은 해당 평면에서 관찰될 때 선형 편광되고, 작은 각도에서 관찰될 때 원형 편광된다. 그러나 양자 역학을 고려하면, 이 방사선은 광자의 불연속적인 묶음으로 방출되며, 이는 양자 여기라고 불리는 가속기에서 중요한 영향을 미친다. 주어진 가속도에 대해 방출된 광자의 평균 에너지는

\gamma^3

에 비례하고, 방출률은

\gamma

에 비례한다.

4. 유도

리에나르-비헤르트 장은 다음과 같이 표현된다.^[9]

:: $\mathbf{B}(\mathbf{r},t)=-\frac{\mu_0q}{4\pi}\left[\frac{c\,\hat{\mathbf{n}}\times\vec{\beta}}{\gamma^2R^2(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}+\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[\,\dot{\vec{\beta}}+\hat{\mathbf{n}}\times(\vec{\beta}\times\dot{\vec{\beta}})]}{R\,(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right]_{\mathrm{retarded}}$

:: $\mathbf{E}(\mathbf{r},t)=\frac{q}{4\pi\varepsilon_0}\left[\frac{\hat{\mathbf{n}}-\vec{\beta}}{\gamma^2R^2(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}+\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[(\hat{\mathbf{n}}-\vec{\beta})\times\dot{\vec{\beta}}\,]}{c\,R\,(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right]_{\mathrm{retarded}}$

여기서

:: $\mathbf R(t')=\mathbf r-\mathbf r_0(t'),$

:: $R(t')=|\mathbf R|,$

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

이는 뒤처진 시간의 전하 위치에서 관찰 지점을 잇는 단위 벡터이며, $t'$ 는 뒤처진 시간이다.

근접장(near field|니어 필드^영어)의 효과를 무시하면, 리에나르-비헤르트 장에 의한 포인팅 벡터와 지름 방향 단위벡터 $\hat{\mathbf n}$ 의 내적은 다음과 같다.

:: $[\mathbf{S\cdot}\hat{\mathbf{n}}]_{\mathrm{retarded}} = \frac{q^2}{16\pi^2\varepsilon_0 c}\left\{\frac{1}{R^2}\left|\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[(\hat{\mathbf{n}}-\vec{\beta})\times\dot{\vec{\beta}}]}{(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right|^2\right\}_{\mathrm{retarded}}$

$\vec{\beta}$ 와 $\dot{\vec{\beta}}$ 의 공간적인 관계를 통해 각에 따른 분포의 자세한 정보를 알 수 있다.
입자의 정지 틀에서 관찰자 틀로 변환할 때 상대론적인 효과는 위 식의 분모 $(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\vec{\mathbf{n}})$ 에 반영된다.
빛의 속도에 가까운 입자에 대해서는 뒤의 효과가 각 분포를 주도한다.

유한한 가속 시간

t'=T_1

부터

t'=T_2

동안 단위 입체각에 방사되는 에너지는 전하의 틀에서 볼 때 다음과 같다.

::

\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')]

:::::

= \frac{q^2}{16\pi^2\varepsilon_0c}\,\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}

전하가 순간적으로 원운동을 할 때 가속도

\dot{\vec{\beta}}

는 속도

\vec{\beta}

에 직각 방향이다. 순간적인 속도

\vec{\beta}

를 z 방향으로 잡고

\dot{\vec{\beta}}

가 x 방향이라고 가정하면, 일반적인 극좌표

\theta\,\mathrm{,}\,\phi

는 관찰 방향을 결정하며, 위의 식은 다음과 같이 표현된다.

::

\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]

상대론적인 극한

(\gamma>>1)

에서, 각 분산은 다음과 같이 근사할 수 있다.

::

\frac{\mathrm{d}\mathcal{P}(t')}{\mathrm{d}\mathit{\Omega}} \simeq \frac{2}{\pi}\frac{e^2}{c^3}\gamma^6\frac

5. 가속기에서의 싱크로트론 방사

입자 물리학 맥락에서 싱크로트론 방사는 불필요한 에너지 손실을 일으키는 성가신 존재로 여겨지기도 하지만, 많은 실험실에서 사용하기 위해 의도적으로 생산하는 방사원으로 사용되기도 한다. 전자들은 GeV 구간에 속한 최종 에너지를 얻기 위해 몇 단계를 거쳐 빠른 속력으로 가속된다. 대형 강입자 충돌기에서, 양성자 다발은 광전자를 전파하면서 진공공간에서 가속되어 진폭과 진동수가 가속될 때 방사된다. 각각의 양성자들은 이러한 현상 때문에 한 회전마다 6.7 keV를 잃게 된다.^[33] 기하급수적으로 빛의 속도를 향해 입자를 가속시키는 더 많은 에너지가 소비되기 때문에, 이것은 에너지 보존 법칙에 의해 따르게 된다.맥스웰 방정식의 직접적인 결과는 가속되는 전하 입자는 항상 전자기 복사를 방출한다는 것이다. 싱크로트론 방사선은 전하 입자가 상대론적 속도로 운동하면서, 일반적으로 자기장 내에서, 운동 방향에 수직으로 가속될 때의 특수한 경우이다. 그러한 장에서, 장으로 인한 힘은 로렌츠 힘 법칙에 의해 나타나는 바와 같이 운동 방향과 장 방향 모두에 항상 수직이다.방사선에 의해 전달되는 전력은 (SI 단위) 상대론적 라모어 공식에 의해 다음과 같이 나타난다:^[9]^[10]:

P_\gamma = \frac{q^2}{6 \pi \varepsilon_0 c^3} a^2 \gamma^4 = \frac{q^2 c}{6 \pi \varepsilon_0} \frac{\beta^4 \gamma^4}{\rho^2} ,

여기서

$\varepsilon_0$ 는 진공 유전율이고,
$q$ 는 입자 전하이며,
$a$ 는 가속도의 크기이고,
$c$ 는 빛의 속도이며,
$\gamma$ 는 로렌츠 인자이며,
$\beta = v/c$ 이고,
$\rho$ 는 입자 궤도의 곡률 반경이다.

방출하는 전자에 작용하는 힘은 아브라함-로렌츠-디랙 힘에 의해 주어진다.

입자가 평면에서 움직일 때 방출되는 방사선은 해당 평면에서 관찰될 때 선형 편광되고, 작은 각도에서 관찰될 때 원형 편광된다. 그러나 양자 역학을 고려하면, 이 방사선은 광자의 불연속적인 묶음으로 방출되며 양자 여기라고 불리는 가속기에서 상당한 영향을 미친다. 주어진 가속도에 대해 방출된 광자의 평균 에너지는

\gamma^3

에 비례하고, 방출률은

\gamma

에 비례한다.

입자가 자기장 내에서 편향될 때 원형 가속기는 항상 자기 회전 복사를 생성한다. 그러나 방사선의 양과 특성은 발생하는 가속의 특성에 따라 크게 달라진다. 예를 들어 질량 차이로 인해 방출 전력 공식에서

\gamma^4

인자는 전자가 양성자보다 약 10¹³배 더 빠른 속도로 에너지를 방출한다는 것을 의미한다.^[11]

원형 가속기에서 싱크로트론 방사로 인한 에너지 손실은 원래는 손실을 상쇄하기 위해 빔에 추가 에너지를 공급해야 하기 때문에 골칫거리로 여겨졌다. 그러나 1980년대부터 연구를 위해 의도적으로 강력한 싱크로트론 방사광 빔을 생성하기 위해 광원이라고 하는 원형 전자 가속기가 건설되었다.^[12]

6. 천문학에서의 싱크로트론 방사

싱크로트론 방사는 천문학에서도 관측되는 현상이다. 1950년 한네스 알벤과 니콜라이 헤를로프손이 처음 예측하였고,^[37] 1953년 이오시프 시클롭스키가 예측한 바를^[36] 1956년 제프리 버비지가 처녀자리 A 은하에서 분출되는 제트를 발견하면서 확인되었다.^[36]

초대질량 블랙홀은 극 자기장에서 이온의 중력 가속에 의해 생성된 "제트"에서 싱크로트론 방사선을 생성한다는 주장이 제기되었다. M87 은하의 핵에서 지구 방향으로 관측될 때 초광속 운동을 하는 것처럼 보이는 현상을 일으키는데, 이는 특수 상대성 이론을 위반하지 않는다.^[20]

천체물리학적 싱크로트론 방사 역사의 우선 순위 문제는 매우 복잡하다. 러시아 물리학자 비탈리 긴즈버그는 이오시프 시클롭스키와 관계를 끊고 18년 동안 대화를 나누지 않았다. 서구에서는 토머스 골드와 프레드 호일 경이 한네스 알벤과 니콜라이 헤를로프손과 논쟁을 벌였고, K.O. 키펜호이어와 G. 허친슨은 그들에게 무시당했다.^[38]

6. 1. 발생 원리

자기장을 통해 상대론적인 전자가 나선형으로 움직이며 속도가 변하는 곳에서 싱크로트론 방사가 생성된다. 싱크로트론 방사의 두 가지 특징은 온도가 없는 멱법칙 스펙트럼과 분극화 현상이다.^[34]

맥스웰 방정식에 따르면, 가속되는 전하 입자는 항상 전자기 복사를 방출한다. 싱크로트론 방사선은 전하 입자가 상대론적 속도로 운동하면서, 일반적으로 자기장 내에서 운동 방향에 수직으로 가속될 때 나타난다. 그러한 장에서, 장으로 인한 힘은 로렌츠 힘 법칙에 의해 운동 방향과 장 방향 모두에 항상 수직이다.

방사선에 의해 전달되는 전력은 (SI 단위) 상대론적 라모어 공식에 의해 다음과 같이 나타난다:^[9]^[10]

:

P_\gamma = \frac{q^2}{6 \pi \varepsilon_0 c^3} a^2 \gamma^4 = \frac{q^2 c}{6 \pi \varepsilon_0} \frac{\beta^4 \gamma^4}{\rho^2} ,

여기서

$\varepsilon_0$ 는 진공 유전율이고,
$q$ 는 입자 전하이며,
$a$ 는 가속도의 크기이고,
$c$ 는 빛의 속도이며,
$\gamma$ 는 로렌츠 인자이며,
$\beta = v/c$ 이고,
$\rho$ 는 입자 궤도의 곡률 반경이다.

방출하는 전자에 작용하는 힘은 아브라함-로렌츠-디랙 힘에 의해 주어진다.

입자가 평면에서 움직일 때 방출되는 방사선은 해당 평면에서 관찰될 때 선형 편광되고, 작은 각도에서 관찰될 때 원형 편광된다. 그러나 양자 역학을 고려하면, 이 방사선은 광자의 불연속적인 묶음으로 방출되며 양자 여기라고 불리는 가속기에서 상당한 영향을 미친다. 주어진 가속도에 대해 방출된 광자의 평균 에너지는

\gamma^3

에 비례하고, 방출률은

\gamma

에 비례한다.

싱크로트론 방사는 또한 천문학적 물체에서 발생하며, 일반적으로 상대론적 전자가 자기장을 통과하며 나선형으로 움직일 때(따라서 속도가 변함) 발생한다. 두 가지 특징으로는 멱법칙 에너지 스펙트럼과 편광이 있다.^[13]

6. 2. 관측 대상

싱크로트론 방사는 천문학적 물체에서 발생하기도 하는데, 일반적으로 자기장을 통과하는 상대론적인 전자가 나선형으로 움직이면서 속도가 변할 때 발생한다. 싱크로트론 방사의 두 가지 주요 특징은 멱법칙 에너지 스펙트럼과 편광이다.^[13]

활동 은하핵(AGN) 제트: 메시에 87에서 관측되는 제트가 대표적인 예시이다. 허블 우주 망원경으로 촬영한 이미지를 보면, 활동 은하핵에서 뿜어져 나오는 제트의 푸른 빛이 바로 싱크로트론 방사 때문이다.

펄사풍 성운(Plerion): 게 성운이 대표적인 펄사풍 성운이다. 게 성운 중심부에서 빛나는 빛은 펄서 주변의 강한 자기장에 갇힌 전자에 의한 싱크로트론 방사 때문이다. 0.1~1.0 MeV 에너지에서 게 성운의 편광은 싱크로트론 복사의 전형적인 특성을 보여준다.^[40] 최근에는 펄서에서 방출된 감마선 복사가 25 GeV까지 측정되었다.^[39]

초대질량 블랙홀: 극 자기장에서 이온이 중력 가속을 받으면서 생성되는 제트에서 싱크로트론 방사가 발생한다는 주장이 제기되었다. M87 은하 핵에서 발생하는 제트가 이러한 예시 중 하나이며, 지구에서 관측했을 때 초광속 운동을 하는 것처럼 보이는 현상을 일으킨다.^[20]

6. 3. 활용

싱크로트론 방사는 자기장을 통해 상대론적인 전자가 나선형으로 움직이며 속도가 변하는 곳에서 천체들에 의해 생성된다. 싱크로트론 방사의 두 가지 특징은 온도가 없는 power-law 스펙트럼과 분극화 현상이다.^[34]

이러한 특성으로 인해 행성 간 입자 충돌, 태양권과 같은 질량 그룹화 감지가 가능하다. 또한, 이 방사는 오비탈 경로에서 평면의 충격이 foreground emission의 최고치를 만들 때 유럽 우주국에서 Planck CMB mission을 눈금으로 매기는 데 사용된다.^[35]

싱크로트론 방사는 천문학적 물체에서도 발생하는데, 일반적으로 상대론적 전자가 자기장을 통과하며 나선형으로 움직일 때(속도가 변할 때) 발생한다. 멱법칙 에너지 스펙트럼과 편광은 싱크로트론 방사의 두 가지 특징이다.^[13] 이는 상대론적 전하 입자가 존재하는 곳에서 태양계 외부 자기장을 연구하는 가장 강력한 도구 중 하나로, 알려진 대부분의 우주 전파원은 싱크로트론 방사선을 방출한다. 이는 큰 우주 자기장의 세기를 추정하고 성간 매질 및 은하간 매질의 내용을 분석하는 데 사용된다.^[14]

성간 매질과 은하간 매질의 자기 환경에 대한 정보는 대부분 싱크로트론 방사 관측에서 얻어진다. 매질을 통과하는 우주선 전자는 상대론적 플라즈마와 상호 작용하여 지구에서 감지되는 싱크로트론 방사를 방출한다. 천문학자들은 방사의 특성을 통해 해당 지역의 자기장 세기와 방향을 추론할 수 있지만, 상대론적 전자 밀도를 알지 못하면 자기장 세기를 정확하게 계산할 수 없다.^[14]

7. 특징

맥스웰 방정식의 직접적인 결과는 가속되는 전하 입자는 항상 전자기 복사를 방출한다는 것이다. 싱크로트론 방사선은 전하 입자가 상대론적 속도로 운동하면서, 일반적으로 자기장 내에서, 운동 방향에 수직으로 가속될 때의 특수한 경우이다.

방사광의 특징은 다음과 같다.^[27]

현저한 지향성: 하전 입자의 속도가 빛의 속도에 가까워지면, 상대론적 효과에 의해 궤도의 접선 방향으로 빛이 집중되어, 지향성이 높은 강력한 빛이 된다. 일반적인 광원이 전방위로 빛을 방출하는 것과는 대조적이다.
극히 광도가 강한 백색광이다.
펄스광이다.
광원으로부터 포톤 이외의 것을 방출하지 않는다.

이 방사는 이론의 예상과 실험이 잘 일치하기 때문에, 방사의 표준으로 여겨지기도 한다.

이러한 특성을 적외선에서 경X선에 이르는 광원으로 이용하고 있는 시설이 방사광 시설(synchrotron radiation facility^영어)이다. 일본에서는 와카야마 독극물 카레 사건에서 비소의 분석에 사용되면서 세상에 알려지게 되었다.

8. 삽입 광원

싱크로트론에서는 입자를 원주 내에서 회전시키기 위해 굽는 부분에 벤딩 자석을 사용한다. 이 벤딩 자석 간의 직선부에 주기적인 자기장을 가하여 방사광을 얻는 장치를 '''삽입 광원'''(Insertion device)이라고 부른다. 삽입 광원에 가하는 자기장 파라미터 K 값은 다음 식으로 구할 수 있다.^[28]^[29]

$K=\frac{e B \lambda_u}{2 \pi m_e c}$

(e: 전자의 전하, B: 피크 자기장, λu: 자기장 주기, me: 전자의 정지 질량, c: 진공 중의 광속)

이때, K 값이 1 이하면 언듈레이터(undulator), 1보다 크면 위글러(Wiggler)라고 불린다.^[27]

8. 1. 언듈레이터 (Undulator)

언듈레이터에서는 간섭 효과에 의해 극히 높은 휘도를 얻을 수 있다. 언듈레이터는 일반적인 레이저로는 발생시킬 수 없는 진공 자외선, 연 X선, X선 영역의 레이저로 개발된 자유 전자 레이저(FEL)의 광원 부분으로도 사용되고 있다.^[27] 또한, 세로와 가로로 주기적으로 굽혀 원편광의 광원이 되는 "'''원편광 언듈레이터'''"도 개발되었다.

8. 2. 위글러 (Wiggler)

위글러는 언듈레이터보다 방사광의 스펙트럼이 넓다.^[27]^[30]

9. 대한민국 내 주요 시설 및 연구 동향

(빈칸)

10. 용도

XAFS (X선 흡수 미세 구조) - 원자(원소) 주변의 구조를 알 수 있다. 자동차용 배기가스 정화 촉매 등의 촉매 재료 개발이나 생체 내 미량 원소의 구조 분석 등에 응용된다.
형광 X선 분석 - 시료의 원소 분석. 재료 과학, 환경 과학, 의학, 생물학, 고고학, 과학 감정 등에 응용된다.
광전자 분광 - 빛 조사를 통해 방출되는 광전자를 에너지 분석하여 물질의 표면이나 내부의 전자 상태를 조사하는 방법. 첨단 재료나 장치 개발 등에 응용된다.
광전자 현미경 - 광전자 현미경법은 광전자 분광법과 현미 관찰 방법을 융합한 공간 분해능을 갖는 분광 방법이다.
X선 흡수 분광법 - X선의 흡수를 관측하여 물질의 전자 상태, 특히 비점유 궤도 정보를 얻는 방법.
X선 발광 분광법 - X선의 조사를 통해 일어나는 X선 영역의 발광을 분광하여 물질의 전자 상태를 조사하는 방법. 빛을 관측하는 방법이므로 측정 시료의 제약이 없어, 대전되어 버리는 시료나 액체 등의 측정 또한 가능하다.
X선 회절 - 결정 구조 정보를 통해 지구 내부의 마그마나 단백질의 구조 등을 알 수 있다. 신약 개발에 응용이 기대된다.
X선 소각 산란 - 수 나노미터 수준에서의 규칙 구조 분석 등에 사용된다. 단백질의 용액 내 구조, 액체 구조, 미립자, 액정, 합금 구조 등의 연구에 이용된다.
이미징 - 방사광을 이용하여 X선 촬영(X선 사진 참조)을 하면 일반적인 X선보다 휘도가 높으므로 훨씬 분해능이 높은 영상을 얻을 수 있으므로 미소한 운석의 구성 물질 분석이나 초기 암 발견에 이용할 수 있다.^[27]
LIGA 공정 - 방사광의 높은 지향성 및 투과력이 나노 및 마이크로 수준에서의 재료 가공에 응용될 수 있기 때문에, MEMS에서 미세 구조를 제작하는 데 이용된다.

참조

_[1] 학술지 What is synchrotron radiation? https://www.nist.gov[...] 2010-03-02
_[2] 학술지 Single-electron cyclotron radiation 2016-01
_[3] 웹사이트 Radiative processes from energetic particles II: Gyromagnetic radiation https://web.njit.edu[...] 2021-12-10
_[4] 학술지 Synchrotron geodesic radiation in Schwarzschild–de Sitter spacetime 2020-06-11
_[5] 학술지 Radiation from Electrons in a Synchrotron American Physical Society 1947-06-01
_[6] 학술지 Demystifying the synchrotron trip: a first time user's guide 1999-05
_[7] 학술지 The discovery of synchrotron radiation 1983-03
_[8] 학술지 On the Maximal Energy Attainable in a Betatron American Physical Society 1944-06-01
_[9] 서적 An introduction to particle accelerators Oxford University Press 2001
_[10] 서적 Classical Electromagnetism https://farside.ph.u[...]
_[11] 서적 An introduction to the physics of particle accelerators World Scientific 2008
_[12] 웹사이트 History: Of X-rays and synchrotrons https://lightsources[...] 2017-09-21
_[13] 서적 Synchrotron Radiation in Astrophysics https://books.google[...] ''
_[14] 서적 Galactic and intergalactic magnetic fields Springer
_[15] 학술지 Polarization and composition of the Crab nebula
_[16] 학술지 On Synchrotron Radiation from Messier 87 IOP Publishing
_[17] 학술지 Cosmic Radiation and Radio Stars APS 1950-06-01
_[18] 학술지 Thermal Theories of the High-Intensity Components of Solar Radio-Frequency Radiation IOP Publishing
_[19] 문서 Istoriya prioritetov sinkhrotronnoj kontseptsii v astronomii %t
_[20] 웹사이트 Apparent Superluminal Velocity of Galaxies http://math.ucr.edu/[...] 2012-08-22
_[21] 학술지 Observation of Pulsed γ-Rays Above 25 GeV from the Crab Pulsar with MAGIC 2008-11-21
_[22] 학술지 Polarized Gamma-Ray Emission from the Crab American Association for the Advancement of Science (AAAS) 2008-08-29
_[23] 학술지 The Radio and X-Ray Luminous SN 2003bg and the Circumstellar Density Variations around Radio Supernovae 2006-11
_[24] 학술지 Synchrotron Self-Absorption in Radio Supernovae 1998-05
_[25] 학술지 Ejection of the Massive Hydrogen-rich Envelope Timed with the Collapse of the Stripped SN 2014C 2017-02
_[26] 학술지 Radio Analysis of SN2004C Reveals an Unusual CSM Density Profile as a Harbinger of Core Collapse 2022-10
_[27] 서적 X線CT―産業・理工学でのトモグラフィー実践活用共立出版
_[28] 문서 基礎講座3 挿入光源
_[29] 문서 3. 挿入光源と第４世代放射光
_[30] 웹사이트 How is synchrotron light created? http://research.phys[...] オーストラリアシンクロトロン 2014-06-01
_[31] 학술지 Radiation from Electrons in a Synchrotron http://adsabs.harvar[...]
_[32] 문서 Handbook on Synchrotron Radiation
_[33] 문서 Synchrotron Radiation Damping in the LHC 2005 Joachim Tuckmantel
_[34] 서적 Synchrotron Radiation in Astrophysics
_[35] 문서 ESA Planck mission, foreground radiation and dust. Images
_[36] 저널 On Synchrotron Radiation from Messier 87 http://adsabs.harvar[...]
_[37] 논문 Cosmic Radiation and Radio Stars http://adsabs.harvar[...] 1950
_[38] 간행물 Istoriya prioritetov sinkhrotronnoj kontseptsii v astronomii http://adsabs.harvar[...] 2001
_[39] 논문 Observation of Pulsed {gamma}-Rays Above 25 GeV from the Crab Pulsar with MAGIC http://arxiv.org/pdf[...] 2008-11-21
_[40] 뉴스 Polarized Gamma-Ray Emission from the Crab 2008-08-29

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