Синхротронное излучение возникает при движении заряженных частиц с релятивистскими скоростями по криволинейным траекториям под действием магнитного поля. В классической электродинамике ускоренный заряд излучает электромагнитные волны, однако именно в релятивистском случае излучение приобретает особые характеристики: сильную направленность, поляризацию и широкий спектральный диапазон.
Излучение максимально концентрировано в узком конусе вдоль направления движения частицы, угол раскрытия которого порядка 1/γ, где γ — релятивистский фактор Лоренца. Это приводит к высокой интенсивности и коллимации пучков синхротронного излучения.
Энергия, излучаемая релятивистским электроном, определяется формулой Лармора, обобщённой на релятивистский случай:
$$ P = \frac{2e^2}{3c^3}\gamma^6\left(a_\perp^2 + \frac{a_\parallel^2}{\gamma^2}\right), $$
где a⟂ и a∥ — поперечная и продольная компоненты ускорения, e — заряд электрона, c — скорость света.
Для частицы, движущейся по окружности радиуса R в магнитном поле B, мощность излучения принимает вид:
$$ P = \frac{2e^4B^2\gamma^2}{3m^2c^3}, $$
что показывает сильную зависимость от энергии (γ2) и величины магнитного поля.
Спектр синхротронного излучения непрерывен и охватывает широкий диапазон частот — от радиоволн до жёсткого рентгена. Характерной частотой является так называемая критическая частота:
$$ \omega_c = \frac{3}{2}\gamma^3\frac{c}{R}, $$
которая определяет максимум спектральной плотности. При больших значениях γ критическая частота достигает рентгеновской области, что делает синхротронные источники уникальными инструментами для фундаментальных и прикладных исследований.
Синхротронное излучение имеет высокую степень линейной поляризации. В плоскости орбиты частицы излучение полностью линейно поляризовано, а вне её проявляется эллиптическая поляризация. Эти свойства позволяют использовать синхротронные пучки для тонкой диагностики структуры вещества, включая кристаллографические и магнитные исследования.
Интенсивность синхротронного излучения сосредоточена в узком угловом конусе шириной порядка Δθ ∼ 1/γ. Это свойство объясняет, почему наблюдатель фиксирует излучение в виде коротких импульсов при каждом прохождении частицы. Временная структура импульсов определяется временем пролёта электрона вдоль дуги траектории:
$$ \Delta t \approx \frac{R}{\gamma^3 c}. $$
Таким образом, синхротронные источники обеспечивают сверхкороткие импульсы, длительностью вплоть до пикосекунд, что важно для исследований быстрых процессов в физике и химии.
При очень высоких энергиях и интенсивных магнитных полях вступают в действие квантовые эффекты излучения. В этом режиме энергия отдельного фотона становится сопоставимой с энергией электрона. Основными проявлениями являются:
Квантовый параметр определяется как
$$ \chi = \frac{\gamma}{E_{cr}} \sqrt{\left(\mathbf{E} + \mathbf{v}\times \mathbf{B}\right)^2 - \left(\mathbf{v}\cdot\mathbf{E}\right)^2}, $$
где $E_{cr} = \frac{m^2c^3}{e\hbar}$ — критическое поле Швингера.
Современные источники синхротронного излучения представляют собой крупные ускорительные комплексы, включающие:
Развитие технологий позволяет создавать установки четвёртого поколения с когерентным излучением в рентгеновской области.