Dispersión de electrones

Desviación de los electrones de sus trayectorias originales.

La dispersión de electrones ocurre cuando los electrones se desplazan de su trayectoria original . Esto se debe a las fuerzas electrostáticas dentro de la interacción de la materia o, ^{[2] [3]} si hay un campo magnético externo presente, el electrón puede ser desviado por la fuerza de Lorentz . ^{[4] [5]} Esta dispersión ocurre típicamente con sólidos como metales, semiconductores y aislantes; ^[6] y es un factor limitante en circuitos integrados y transistores. ^[2]

La dispersión de electrones tiene muchas aplicaciones que van desde el uso de electrones rápidos en microscopios electrónicos hasta energías muy altas para sistemas hadrónicos , que permiten la medición de la distribución de cargas para nucleones y la estructura nuclear . ^{[7] [8]} La dispersión de electrones nos ha permitido comprender que los protones y neutrones están formados por partículas subatómicas elementales más pequeñas llamadas quarks . ^[2]

Los electrones pueden dispersarse a través de un sólido de varias maneras:

• De ningún modo : no se produce ninguna dispersión de electrones y el haz pasa directamente a través.
• Dispersión simple : cuando un electrón se dispersa sólo una vez.
• Dispersión plural : cuando los electrones se dispersan varias veces.
• Dispersión múltiple : cuando los electrones se dispersan muchas veces.

La probabilidad de dispersión de electrones y el grado de dispersión son una función de probabilidad del espesor de la muestra y del recorrido libre medio. ^[6]

Historia

El principio del electrón fue teorizado por primera vez en el período de 1838-1851 por un filósofo natural llamado Richard Laming , quien especuló sobre la existencia de partículas subatómicas con carga unitaria; también imaginó al átomo como una "electrosfera" de capas concéntricas de partículas eléctricas que rodean un núcleo material. ^{[9] [nota 3]}

Se acepta generalmente que JJ Thomson descubrió por primera vez el electrón en 1897, aunque otros miembros notables en el desarrollo de la teoría de partículas cargadas son George Johnstone Stoney (quien acuñó el término "electrón"), Emil Wiechert (quien fue el primero en publicar su descubrimiento independiente del electrón), Walter Kaufmann , Pieter Zeeman y Hendrik Lorentz . ^[10]

La dispersión Compton fue observada por primera vez en la Universidad de Washington en St. Louis en 1923 por Arthur Compton , quien recibió el Premio Nobel de Física en 1927 por el descubrimiento; su estudiante de posgrado YH Woo, quien verificó los resultados, también es digno de mención. La dispersión Compton generalmente se cita en referencia a la interacción que involucra a los electrones de un átomo, sin embargo, la dispersión Compton nuclear existe. ^{[ cita requerida ]}

El primer experimento de difracción de electrones fue realizado en 1927 por Clinton Davisson y Lester Germer utilizando lo que llegaría a ser un prototipo para el sistema LEED moderno . ^[11] El experimento pudo demostrar las propiedades ondulatorias de los electrones, ^{[nota 4]} confirmando así la hipótesis de De Broglie de que las partículas de materia tienen una naturaleza ondulatoria. ^{[ cita requerida ]} Sin embargo, después de esto, el interés en LEED disminuyó a favor de la difracción de electrones de alta energía.

hasta principios de la década de 1960, cuando se reavivó el interés en LEED; de notable mención durante este período es HE Farnsworth, quien continuó desarrollando técnicas LEED. ^[11]

La historia de los haces de colisión de electrones de alta energía comienza en 1956, cuando K. O'Neill, de la Universidad de Princeton, se interesó en las colisiones de alta energía e introdujo la idea de utilizar aceleradores que inyectaran electrones en anillos de almacenamiento. Si bien la idea de las colisiones de haces existía aproximadamente desde la década de 1920, no fue hasta 1953 que Rolf Widerøe obtuvo una patente alemana para un aparato de haces de colisión . [ ^12]

Fenómenos

Los electrones pueden ser dispersados ​​por otras partículas cargadas a través de las fuerzas electrostáticas de Coulomb. Además, si hay un campo magnético, un electrón en movimiento será desviado por la fuerza de Lorentz. La teoría de la electrodinámica cuántica ofrece una descripción extremadamente precisa de toda la dispersión de electrones, incluidos los aspectos cuánticos y relativistas.

Fuerza de Lorentz

Trayectoria de un electrón de velocidad v que se mueve en un campo magnético B. Donde el círculo punteado indica el campo magnético dirigido hacia afuera del plano, y el círculo tachado indica el campo magnético dirigido hacia el interior del plano.

La fuerza de Lorentz, llamada así en honor al físico holandés Hendrik Lorentz , para una partícula cargada q se da (en unidades del SI ) mediante la ecuación: ^[13]

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}=q{\boldsymbol {E}}+q{\boldsymbol {v}}\times {\boldsymbol {B}}}$

donde q E describe la fuerza eléctrica debida a un campo eléctrico presente, E , que actúa sobre q .
Y q v × B describe la fuerza magnética debida a un campo magnético presente, B , que actúa sobre q cuando q se mueve con velocidad v . ^{[13] [14]}

Esto también se puede escribir como:

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}=q[-\nabla \phi -{\frac {d{\boldsymbol {A}}}{dt}}+\nabla ({\boldsymbol {A}}\cdot {\boldsymbol {v}})]}$

donde es el potencial eléctrico , y A es el potencial vectorial magnético . ^[15] ${\displaystyle \phi }$

Fue Oliver Heaviside a quien se le atribuye en 1885 y 1889 la primera derivación de la expresión correcta para la fuerza de Lorentz de q v × B . ^[16] Hendrik Lorentz derivó y refinó el concepto en 1892 y le dio su nombre, ^[17] incorporando fuerzas debidas a campos eléctricos.
Reescribiendo esto como la ecuación de movimiento para una partícula libre de carga q masa m , esto se convierte en: ^[13]

${\displaystyle m{\frac {d{\boldsymbol {v}}}{dt}}=q{\boldsymbol {E}}+q{\boldsymbol {v}}\times {\boldsymbol {B}}}$

o

${\displaystyle m{\frac {d\gamma {\boldsymbol {v}}}{dt}}=q{\boldsymbol {E}}+q{\boldsymbol {v}}\times {\boldsymbol {B}}}$

en el caso relativista utilizando la contracción de Lorentz donde γ es: ^[18]

${\displaystyle \gamma (v)\equiv {\frac {1}{\sqrt {1-v^{2}/c^{2}}}}}$

Esta ecuación de movimiento se verificó por primera vez en 1897 en el experimento de JJ Thomson que investigaba los rayos catódicos y que confirmó, a través de la curvatura de los rayos en un campo magnético, que estos rayos eran una corriente de partículas cargadas ahora conocidas como electrones. ^{[10] [13]}

Las variaciones de esta fórmula básica describen la fuerza magnética sobre un cable que transporta corriente (a veces llamada fuerza de Laplace), la fuerza electromotriz en un bucle de cable que se mueve a través de un campo magnético (un aspecto de la ley de inducción de Faraday) y la fuerza sobre una partícula que podría viajar cerca de la velocidad de la luz (forma relativista de la fuerza de Lorentz).

Fuerza electrostática de Coulomb

El valor absoluto de la fuerza F entre dos cargas puntuales q y Q está relacionado con la distancia r entre las cargas puntuales y con el producto simple de sus cargas. El diagrama muestra que las cargas iguales se repelen entre sí y las cargas opuestas se atraen.

En la imagen, el vector F ₁ es la fuerza experimentada por q ₁ , y el vector F ₂ es la fuerza experimentada por q ₂ . Cuando q ₁ q ₂ > 0, las fuerzas son repulsivas (como en la imagen) y cuando q ₁ q ₂ < 0 las fuerzas son atractivas (opuesto a la imagen). La magnitud de las fuerzas siempre será igual. En este caso: donde el vector, es la distancia vectorial entre las cargas y, (un vector unitario que apunta de q ₂ a q ₁ ). La forma vectorial de la ecuación anterior calcula la fuerza F ₁ aplicada sobre q ₁ por q ₂ . Si se utiliza r _{21 en su lugar, se puede encontrar el efecto sobre} q ₂ . También se puede calcular utilizando la tercera ley de Newton : F ₂ = − F ₁ . ${\displaystyle \mathbf {F} =k{\frac {q_{1}q_{2}}{|\mathbf {r} _{12}|^{2}}}\mathbf {\hat {r_{12}}} ={\frac {q_{1}q_{2}}{4\pi \epsilon _{0}|\mathbf {r_{12}} |^{2}}}\mathbf {\hat {r_{12}}} }$

${\displaystyle {\boldsymbol {r_{12}}}={\boldsymbol {r_{1}-r_{2}}}}$
${\displaystyle {\boldsymbol {{\hat {r}}_{12}}}={{\boldsymbol {r_{12}}}/|{\boldsymbol {r_{12}}}|}}$

La fuerza electrostática de Coulomb , también conocida como interacción de Coulomb y fuerza electrostática , llamada así por Charles-Augustin de Coulomb , quien publicó el resultado en 1785, describe la atracción o repulsión de partículas debido a su carga eléctrica. ^[19]

La ley de Coulomb establece que:

La magnitud de la fuerza eléctrica entre dos cargas puntuales es directamente proporcional al producto de las cargas e inversamente proporcional al cuadrado de la distancia entre ellas. ^{[20] [nota 5]}

La magnitud de la fuerza electrostática es proporcional al múltiplo escalar de las magnitudes de carga, e inversamente proporcional al cuadrado de la distancia (es decir, ley del cuadrado inverso ), y viene dada por:

${\displaystyle F={\frac {|q_{1}q_{2}|}{4\pi \epsilon _{0}r^{2}}}}$

o en notación vectorial:

${\displaystyle {\boldsymbol {F}}={\frac {q_{1}q_{2}}{4\pi \epsilon _{0}|{\boldsymbol {r}}|^{2}}}{\boldsymbol {\hat {r}}}}$

donde q ₁ , q ₂ son dos cargas puntuales;^asiendo la dirección del vector unitario de la distancia r entre cargas y ε ₀ es la permitividad del espacio libre, dada en unidades SI por: ^[20]

${\displaystyle \epsilon _{0}\approx \mathrm {8.854\times 10^{-12}~C^{2}{\cdot }N^{-1}{\cdot }m^{-2}} }$

Las direcciones de las fuerzas ejercidas por las dos cargas entre sí siempre están a lo largo de la línea recta que las une (la distancia más corta), y son fuerzas vectoriales de rango infinito, y obedecen a la tercera ley de Newton, siendo de magnitud igual y dirección opuesta. Además, cuando ambas cargas q ₁ y q ₂ tienen el mismo signo (ambas positivas o ambas negativas) las fuerzas entre ellas son repulsivas, si son de signo opuesto entonces las fuerzas son atractivas. ^{[20] [21]} Estas fuerzas obedecen a una propiedad importante llamada principio de superposición de fuerzas que establece que si se introdujera una tercera carga entonces la fuerza total que actúa sobre esa carga es la suma vectorial de las fuerzas que ejercerían las otras cargas individualmente, esto es válido para cualquier número de cargas. ^[20] Sin embargo, la ley de Coulomb se ha establecido para cargas en el vacío , si el espacio entre cargas puntuales contiene materia entonces la permitividad de la materia entre las cargas debe tenerse en cuenta de la siguiente manera:

${\displaystyle F={\frac {|q_{1}q_{2}|}{4\pi \varepsilon _{0}\varepsilon _{\text{r}}r^{2}}}}$

donde ε _r es la permitividad relativa del espacio a través del cual actúa la fuerza, y es adimensional. ^[20]

Colisiones

Si dos partículas interactúan entre sí en un proceso de dispersión, hay dos resultados posibles después de la interacción: ^[22]

Elástico

La dispersión elástica es cuando las colisiones entre partículas objetivo e incidentes tienen una conservación total de la energía cinética. ^[23] Esto implica que no hay ruptura de las partículas ni pérdida de energía a través de vibraciones, ^{[23] [24]} es decir que los estados internos de cada una de las partículas permanecen inalterados. ^[22] Debido al hecho de que no hay ruptura presente, las colisiones elásticas pueden modelarse como si ocurrieran entre partículas puntuales, ^[24] un principio que es muy útil para una partícula elemental como el electrón. ^[22]

No elástico

La dispersión inelástica se produce cuando las colisiones no conservan la energía cinética, ^{[23] [24]} y, como tal, los estados internos de una o ambas partículas han cambiado. ^[22] Esto se debe a que la energía se convierte en vibraciones que pueden interpretarse como calor, ondas (sonido) o vibraciones entre partículas constituyentes de cualquiera de las partes en colisión. ^[23] Las partículas también pueden separarse y se puede convertir más energía en la ruptura de los enlaces químicos entre los componentes. ^[23]

Además, el momento se conserva tanto en la dispersión elástica como en la inelástica. ^[23] Otros resultados además de la dispersión son las reacciones en las que se modifica la estructura de las partículas que interactúan, produciendo dos o más partículas generalmente complejas, y la creación de nuevas partículas que no son partículas elementales constituyentes de las partículas que interactúan. ^{[22] [23]}

Otros tipos de dispersión

Dispersión electrón-molécula

La dispersión de electrones por átomos y moléculas aislados se produce en fase gaseosa. Desempeña un papel fundamental en la física y la química del plasma y es importante para aplicaciones como la física de semiconductores. La dispersión de electrones por moléculas o átomos se suele tratar mediante mecánica cuántica. El método principal para calcular las secciones eficaces es el de la matriz R.

Dispersión Compton

Diagrama de Feynman de dispersión Compton

Dispersión Compton , llamada así en honor a Arthur Compton , quien observó por primera vez el efecto en 1922 y que le valió el Premio Nobel de Física en 1927; ^[25] es la dispersión inelástica de un fotón de alta energía por una partícula cargada libre. ^{[26] [nota 6]}

Esto se demostró en 1923 disparando radiación de una longitud de onda dada (rayos X en el caso dado) a través de una lámina (objetivo de carbono), que se dispersó de una manera inconsistente con la teoría de radiación clásica. ^{[26] [nota 7]} Compton publicó un artículo en Physical Review explicando el fenómeno: Una teoría cuántica de la dispersión de rayos X por elementos ligeros . ^[27] El efecto Compton puede entenderse como fotones de alta energía que se dispersan de forma inelástica de electrones individuales, ^[26] cuando el fotón entrante cede parte de su energía al electrón, entonces el fotón dispersado tiene menor energía y menor frecuencia y mayor longitud de onda de acuerdo con la relación de Planck : ^[28]

${\displaystyle E=h\nu =hf}$

que da la energía E del fotón en términos de frecuencia f o ν , y la constante de Planck h (6,626 × 10 ⁻³⁴  J⋅s =4,136 × 10 ⁻¹⁵  eV⋅s ). ^[29] El cambio de longitud de onda en dicha dispersión depende únicamente del ángulo de dispersión para una partícula objetivo dada. ^{[28] [30]}

Este fue un descubrimiento importante durante la década de 1920, cuando la naturaleza de partícula (fotón) de la luz sugerida por el efecto fotoeléctrico aún se estaba debatiendo; el experimento Compton proporcionó evidencia clara e independiente de un comportamiento similar al de una partícula. ^{[25] [30]}

La fórmula que describe el desplazamiento Compton en la longitud de onda debido a la dispersión viene dada por:

${\displaystyle \lambda _{\text{f}}-\lambda _{\text{i}}={\frac {h}{m_{\text{e}}c}}(1-\cos \theta )}$

donde λ _f es la longitud de onda final del fotón después de la dispersión, λ _i es la longitud de onda inicial del fotón antes de la dispersión, h es la constante de Planck, m _e es la masa en reposo del electrón, c es la velocidad de la luz y θ es el ángulo de dispersión del fotón. ^{[25] [30]}

El coeficiente de (1 − cos  θ ) se conoce como longitud de onda Compton , pero en realidad es una constante de proporcionalidad para el cambio de longitud de onda. ^[31] La colisión hace que la longitud de onda del fotón aumente en algún punto entre 0 (para un ángulo de dispersión de 0°) y el doble de la longitud de onda Compton (para un ángulo de dispersión de 180°). ^[32]

La dispersión de Thomson es la interpretación cuantitativa elástica clásica del proceso de dispersión ^[26], y esto puede observarse con fotones de energía media y baja. La teoría clásica de una onda electromagnética dispersada por partículas cargadas no puede explicar los cambios de baja intensidad en la longitud de onda.

La dispersión Compton inversa se produce cuando el electrón se mueve y tiene suficiente energía cinética en comparación con el fotón. En este caso, la energía neta puede transferirse del electrón al fotón. El efecto Compton inverso se observa en astrofísica cuando un fotón de baja energía (por ejemplo, del fondo cósmico de microondas) rebota en un electrón de alta energía (relativista). Estos electrones se producen en supernovas y núcleos galácticos activos. ^[26]

Dispersión de Møller

Diagrama de dispersión de Feynman de Møller

Dispersión de Mott

Dispersión de Bhabha

Dispersión por radiación de frenado

Dispersión inelástica profunda

Emisión de sincrotrón

Si una partícula cargada, como un electrón, se acelera (puede ser una aceleración en línea recta o un movimiento en una trayectoria curva), la partícula emite radiación electromagnética. En los anillos de almacenamiento de electrones y los aceleradores de partículas circulares conocidos como sincrotrones , los electrones se doblan en una trayectoria circular y emiten rayos X normalmente. Esta radiación electromagnética emitida radialmente ( ) cuando se aceleran partículas cargadas se denomina radiación de sincrotrón . ^[33] Se produce en sincrotrones utilizando imanes de flexión, onduladores y/o wigglers . ^{[ cita requerida ]} ${\displaystyle {\boldsymbol {a}}\perp {\boldsymbol {v}}}$

La primera observación se produjo en el Laboratorio de Investigación de General Electric en Schenectady, Nueva York, el 24 de abril de 1947, en el sincrotrón construido por un equipo de Herb Pollack para probar la idea del principio de estabilidad de fase para aceleradores de RF. ^{[nota 8]} Cuando se le pidió al técnico que mirara alrededor del blindaje con un espejo grande para comprobar si había chispas en el tubo, vio un arco de luz brillante que provenía del haz de electrones. Se atribuye a Robert Langmuir el mérito de haberlo reconocido como radiación de sincrotrón o, como él la llamó, "radiación de Schwinger" en honor a Julian Schwinger . ^[34]

Clásicamente, la potencia radiada P de un electrón acelerado es:

${\displaystyle P={\frac {2}{3}}{\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}c^{2}}}a^{2}}$

Esto se obtiene de la fórmula de Larmor , donde ε ₀ es la permitividad del vacío , e es la carga elemental , c es la velocidad de la luz y a es la aceleración. En una órbita circular, como un anillo de almacenamiento, el caso no relativista es simplemente la aceleración centrípeta. Sin embargo, en un anillo de almacenamiento la aceleración es altamente relativista y se puede obtener de la siguiente manera:

${\displaystyle a_{\text{non-relativistic}}={\frac {v^{2}}{r}}\rightarrow a_{\text{relativistic}}={\frac {1}{m}}{\frac {dp}{d\tau }}={\frac {1}{m}}\gamma {\frac {d(\gamma mv)}{dt}}=\gamma ^{2}{\frac {dv}{dt}}=\gamma ^{2}{\frac {v^{2}}{r}}}$,

donde v es la velocidad circular, r es el radio del acelerador circular, m es la masa en reposo de la partícula cargada, p es el momento, τ es el tiempo propio ( t / γ ), y γ es el factor de Lorentz . La potencia radiada se convierte entonces en:

${\displaystyle P={\frac {2}{3}}{\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}c^{2}}}\left({\frac {\gamma ^{2}v^{2}}{r}}\right)^{2}={\frac {2}{3}}{\frac {e^{2}}{4\pi \varepsilon _{0}c^{2}}}{\frac {\gamma ^{4}v^{4}}{r^{2}}}}$

Para partículas altamente relativistas, tales que la velocidad se vuelve casi constante, el factor γ ⁴ se convierte en la variable dominante para determinar la tasa de pérdida, lo que significa que la pérdida se escala como la cuarta potencia de la energía de la partícula γmc ² ; y la dependencia inversa de la pérdida de radiación de sincrotrón en el radio aboga por construir el acelerador lo más grande posible. ^[33]

Instalaciones

SLAC

Fotografía aérea del Centro del Acelerador Lineal de Stanford, con el complejo de detectores en el lado derecho (este)

El Centro del Acelerador Lineal de Stanford está ubicado cerca de la Universidad de Stanford , California. ^[35] La construcción del acelerador lineal de 3 kilómetros de largo (2 millas) comenzó en 1962 y se completó en 1967, y en 1968 se descubrió la primera evidencia experimental de quarks, lo que resultó en el Premio Nobel de Física de 1990, compartido por Richard Taylor y Jerome I. Friedman y Henry Kendall del SLAC y del MIT. ^[36] El acelerador venía con una capacidad de 20 GeV para la aceleración de electrones y, aunque era similar al experimento de dispersión de Rutherford, ese experimento operaba con partículas alfa a solo 7 MeV. En el caso del SLAC, la partícula incidente era un electrón y el objetivo un protón, y debido a la corta longitud de onda del electrón (debido a su alta energía y momento) pudo sondear al protón. ^[35] La adición del Anillo Asimétrico de Positrones y Electrones de Stanford (SPEAR) al SLAC hizo posible otros descubrimientos similares, conduciendo al descubrimiento en 1974 de la partícula J/psi, que consiste en un quark encanto y un antiquark encanto emparejados, y otro Premio Nobel de Física en 1976. Esto fue seguido por el anuncio de Martin Perl del descubrimiento del leptón tau, por el cual compartió el Premio Nobel de Física de 1995. ^[36]

El SLAC aspira a ser un laboratorio de aceleradores de primer nivel, ^[37] para llevar a cabo programas estratégicos en física de partículas, astrofísica de partículas y cosmología, así como aplicaciones en el descubrimiento de nuevos medicamentos para la curación, nuevos materiales para la electrónica y nuevas formas de producir energía limpia y limpiar el medio ambiente. ^[38] Bajo la dirección de Chi-Chang Kao, el quinto director del SLAC (a partir de noviembre de 2012), un destacado científico de rayos X que llegó al SLAC en 2010 para desempeñarse como director asociado del laboratorio de la fuente de luz de radiación sincrotrón de Stanford. ^[39]

Ba Bar

SSRL – Fuente de luz de radiación sincrotrón de Stanford

Otros programas científicos que se llevan a cabo en SLAC incluyen: ^[40]

• Investigación avanzada sobre aceleradores
• ATLAS/Gran Colisionador de Hadrones
• Teoría de partículas elementales
• EXO – Observatorio de Xenón Enriquecido
• FACET – Instalación para pruebas experimentales de aceleradores avanzados
• Telescopio espacial de rayos gamma Fermi
• Gigante 4
• KIPAC – Instituto Kavli de Astrofísica de Partículas y Cosmología
• LCLS – Fuente de luz coherente de Linac
• LSST – Gran telescopio para sondeos sinópticos
• NLCTA – Próximo acelerador de pruebas de colisionadores lineales
• Instituto Stanford PULSE
• SIMES – Instituto de Stanford para Ciencias de los Materiales y la Energía
• Centro SUNCAT para la Ciencia de la Interfaz y la Catálisis
• Super CDMS: búsqueda de materia oscura supercriogénica

Fábrica de vigas RIKEN RI

RIKEN fue fundada en 1917 como una fundación de investigación privada en Tokio y es la institución de investigación integral más grande de Japón. Habiendo crecido rápidamente en tamaño y alcance, hoy es reconocida por su investigación de alta calidad en una amplia gama de disciplinas científicas y abarca una red de centros e institutos de investigación de clase mundial en todo Japón. ^[41]

La fábrica de haces RIKEN RI , también conocida como el Centro RIKEN Nishina (para ciencia basada en aceleradores), es una instalación de investigación basada en ciclotrones que comenzó a funcionar en 2007, 70 años después del primer ciclotrón japonés, del Dr. Yoshio Nishina , cuyo nombre se le da a la instalación. ^[42]

Desde 2006, la instalación cuenta con un complejo acelerador de iones pesados ​​de primera clase. Éste consta de un ciclotrón de anillo de 540 MeV (RRC) y dos inyectores diferentes: un acelerador lineal de iones pesados ​​de frecuencia variable (RILAC) y un ciclotrón AVF de 70 MeV (AVF). Tiene un separador de fragmentos de proyectiles (RIPS) que proporciona haces de isótopos radiactivos (RI) de menos de 60 uma, los haces de RI de masa atómica ligera más intensos del mundo. ^[43]

La RI Beam Factory, supervisada por el Centro Nishina, es utilizada por usuarios de todo el mundo para promover la investigación en física nuclear, de partículas y de hadrones. Esta promoción de la investigación de aplicaciones de aceleradores es una misión importante del Centro Nishina y permite el uso de instalaciones de aceleradores tanto nacionales como extranjeras. ^[44]

ESCRITURA

Actualmente se está construyendo la instalación SCRIT (Self-Confining Radioactive Isotope Ion Target) en la fábrica de haces RI (RIBF) de RIKEN en Japón. El proyecto tiene como objetivo investigar núcleos de vida corta mediante el uso de una prueba de dispersión elástica de electrones de distribución de densidad de carga, con pruebas iniciales realizadas con núcleos estables. La primera dispersión de electrones de isótopos de estaño inestables se realizará en 2014. ^[45]

La investigación de núcleos radiactivos de vida corta (RI) mediante dispersión de electrones nunca se había llevado a cabo debido a la incapacidad de convertir estos núcleos en un objetivo ^[46] , pero ahora, con la llegada de una novedosa técnica de RI de autoconfinamiento en la primera instalación del mundo dedicada al estudio de la estructura de núcleos de vida corta mediante dispersión de electrones, esta investigación se hace posible. El principio de la técnica se basa en el fenómeno de atrapamiento de iones que se observa en las instalaciones de anillos de almacenamiento de electrones ^{[nota 9]} , que tiene un efecto adverso en el rendimiento de los anillos de almacenamiento de electrones. ^[45]

La novedosa idea que se empleará en SCRIT es utilizar la captura de iones para permitir que los RI de vida corta se conviertan en un objetivo, como iones atrapados en el haz de electrones, para los experimentos de dispersión. Esta idea se sometió primero a un estudio de prueba de principio utilizando el anillo de almacenamiento de electrones de la Universidad de Kioto, KSR; esto se hizo utilizando un núcleo estable de ¹³³ Cs como objetivo en un experimento de energía de haz de electrones de 120 MeV, corriente de haz almacenada típica de 75 mA y una vida útil del haz de 100 segundos. Los resultados de este estudio fueron favorables, con electrones dispersados ​​elásticamente desde el Cs atrapado siendo claramente visibles. ^[45]

Véase también

• Efecto Zeeman
• Física de partículas
• Difracción de electrones de baja energía
• Electrodinámica cuántica
• Matriz R

Notas

1. El denominador de la versión fraccionaria es el inverso del valor decimal (junto con su incertidumbre estándar relativa de4,2 × 10 ⁻¹³  Da ).
2. La carga del electrón es el negativo de la carga elemental , que tiene un valor positivo para el protón.
3. Se pueden encontrar más notas en Laming, R. (1845): "Observaciones sobre un artículo del profesor Faraday sobre la conducción eléctrica y la naturaleza de la materia", Phil. Mag. 27, 420–423 y en Farrar, WF (1969). "Richard Laming y la industria del gas de carbón, con sus opiniones sobre la estructura de la materia". Anales de la Ciencia . 25 (3): 243–53. doi :10.1080/00033796900200141.
4. Se pueden encontrar detalles en el libro de Ritchmeyer, Kennard y Lauritsen (1955) sobre física atómica.
5. En – Coulomb (1785a) "Premier mémoire sur l'électricité et le magnétisme", Histoire de l'Académie Royale des Sciences , páginas 569–577 – Coulomb estudió la fuerza repulsiva entre cuerpos que tienen cargas eléctricas del mismo signo:
   

   Página 574  : El resultado de estos tres ensayos, que la acción repulsiva que las dos bolas eléctricas de la misma naturaleza de electricidad ejercen una sobre el otro, se adapta a la razón inversa del carré des distancias.

   Traducción  :Se deduce, pues, de estas tres pruebas que la fuerza de repulsión que las dos bolas – [que estaban] electrificadas con el mismo tipo de electricidad – ejercen entre sí, sigue la proporción inversa del cuadrado de la distancia.

   En – Coulomb (1785b) "Second mémoire sur l'électricité et le magnétisme", Histoire de l'Académie Royale des Sciences , páginas 578–611. – Coulomb demostró que los cuerpos con cargas opuestas obedecen a una ley de atracción del cuadrado inverso.
6. En este caso, se trata de un electrón. La noción de "libre" surge al considerar que si la energía del fotón es grande en comparación con la energía de enlace del electrón, se podría hacer la aproximación de que el electrón es libre.
7. Por ejemplo, los fotones de rayos X tienen un valor energético de varios keV. Por lo tanto, se pudo observar tanto la conservación del momento como de la energía. Para demostrarlo, Compton dispersó la radiación de rayos X desde un bloque de grafito y midió la longitud de onda de los rayos X antes y después de que se dispersaran en función del ángulo de dispersión. Descubrió que los rayos X dispersados ​​tenían una longitud de onda mayor que la de la radiación incidente.
8. La masa de las partículas en un ciclotrón crece a medida que la energía aumenta hasta el rango relativista. Las partículas más pesadas llegan demasiado tarde a los electrodos para que un voltaje de radiofrecuencia (RF) de frecuencia fija las acelere, lo que limita la energía máxima de las partículas. Para abordar este problema, en 1945 McMillan en los EE. UU. y Veksler en la Unión Soviética propusieron de forma independiente disminuir la frecuencia del voltaje de RF a medida que aumenta la energía para mantener el voltaje y la partícula sincronizados. Esta fue una aplicación específica de su principio de estabilidad de fase para aceleradores de RF, que explica cómo las partículas que son demasiado rápidas obtienen menos aceleración y se desaceleran en relación con sus compañeras, mientras que las partículas que son demasiado lentas obtienen más y aceleran, lo que da como resultado un grupo estable de partículas que se aceleran juntas.
9. Los gases residuales en un anillo de almacenamiento son ionizados por el haz de electrones que circula. Una vez ionizados, quedan atrapados transversalmente por el haz de electrones. Dado que los iones atrapados permanecen en el haz de electrones y expulsan a los electrones de su órbita, los resultados de este atrapamiento de iones son perjudiciales para el rendimiento de los anillos de almacenamiento de electrones. Esto conduce a una vida útil más corta del haz e incluso a la inestabilidad del mismo cuando el atrapamiento se vuelve severo. Por lo tanto, hasta ahora se ha dedicado mucho esfuerzo a reducir los efectos negativos del atrapamiento de iones.

Referencias

1. «CODATA Valores recomendados internacionalmente de las constantes físicas fundamentales». Base de datos de referencia estándar NIST 121. Instituto Nacional de Estándares y Tecnología . Consultado el 23 de noviembre de 2013 .
2. "dispersión de electrones". Encyclopædia Britannica . Encyclopædia Britannica, Inc . Consultado el 13 de octubre de 2013 .
3. "Dispersión de electrones en sólidos". Instituto Ioffe . Departamento de Matemática Aplicada y Física Matemática . Consultado el 13 de octubre de 2013 .
4. Howe, James; Fultz, Brent (2008). Microscopía electrónica de transmisión y difracción de materiales (3.ª ed.). Berlín: Springer. ISBN 978-3-540-73885-5.
5. Kohl, L. Reimer, H. (2008). Física de la formación de imágenes mediante microscopía electrónica de transmisión (5.ª ed.). Nueva York: Springer. ISBN 978-0-387-34758-5.{{cite book}}: CS1 maint: multiple names: authors list (link)
6. "Dispersión de electrones". MATERIA . Universidad de Liverpool. Archivado desde el original el 15 de octubre de 2013 . Consultado el 13 de octubre de 2013 .
7. B. Frois; I. Sick, eds. (1991). Temas modernos en dispersión de electrones . Singapur: World Scientific. Bibcode :1991mtes.book.....F. ISBN 978-9971509750.
8. Drechsel, D.; Giannini, MM (1989). "Dispersión de electrones desde los núcleos". Informes sobre el progreso en física . 52 (9): 1083. Bibcode :1989RPPh...52.1083D. doi :10.1088/0034-4885/52/9/002. S2CID  250912319.
9. Arabatzis, Theodore (2005). Representación de electrones: un enfoque biográfico de las entidades teóricas . Chicago: University of Chicago Press. ISBN 978-0226024219.
10. Springford, Michael, ed. (1997). Electron: un volumen centenario (1.ª ed.). Cambridge [ua]: Cambridge Univ. Press. ISBN 978-0521561303.
11. Pendry, JB (1974). Difracción de electrones de baja energía: la teoría y su aplicación a la determinación de la estructura de la superficie . Londres: Academic Press. ISBN 978-0125505505.
12. PANOFSKY, WKH (10 de junio de 1998). "ALGUNAS OBSERVACIONES SOBRE LA HISTORIA TEMPRANA DE LA DISPERSIÓN ELECTRÓN-ELECTRÓN DE ALTA ENERGÍA". Revista Internacional de Física Moderna A . 13 (14): 2429–2430. Código Bibliográfico :1998IJMPA..13.2429P. doi :10.1142/S0217751X98001219.
13. Fitzpatrick, Richard. "La fuerza de Lorentz". Universidad de Texas.
14. Nave, R. "Ley de fuerza de Lorentz". hyperphysics . Universidad Estatal de Georgia . Consultado el 1 de noviembre de 2013 .
15. Weisstein, Eric W. "Fuerza de Lorentz". scienceworld . wolfram research . Consultado el 1 de noviembre de 2013 .
16. Darrigol, Olivier (2000). Electrodinámica desde Ampère hasta Einstein (edición revisada). Oxford [ua]: Oxford Univ. Press. ISBN 978-0198505945.
17. Kurtus, Ron. "Fuerza de Lorentz sobre cargas eléctricas en campos magnéticos". Escuela de campeones de Ron Kurtus . Escuela de campeones. Archivado desde el original el 16 de septiembre de 2013. Consultado el 6 de noviembre de 2013 .
18. Sands, Feynman, Leighton (2010). Principalmente electromagnetismo y materia (edición del nuevo milenio). Nueva York: Basic Books. ISBN 9780465024162.{{cite book}}: CS1 maint: multiple names: authors list (link)
19. "Fuerza de Coulomb". Encyclopædia Britannica . Consultado el 21 de noviembre de 2013 .
20. Hugh D. Young; Roger A. Freedman; A. Lewis Ford (2007). Física universitaria de Sears y Zemansy: con física moderna (12.ª ed.). San Francisco: Pearson Addison Wesley. págs. 716–719, 830. ISBN 9780321501301.
21. Nave, R. "Ley de Coulomb". hiperfísica . Universidad Estatal de Georgia . Consultado el 21 de noviembre de 2013 .
22. Kopaleishvili, Teimuraz (1995). Teoría de colisiones: (un curso breve) . Singapur [ua]: World Scientific. Bibcode :1995ctsc.book.....K. ISBN 978-9810220983.
23. "Colisiones elásticas e inelásticas en física de partículas". SLAC . Universidad de Stanford . Consultado el 21 de octubre de 2013 .
24. "Dispersión". physics.ox . Universidad de Oxford. Archivado desde el original el 23 de octubre de 2013 . Consultado el 21 de octubre de 2013 .
25. Nave, R. "Dispersión Compton". hyperphysics . Universidad Estatal de Georgia . Consultado el 28 de noviembre de 2013 .
26. Neakrase, Jennifer; Neal, Jennifer; Venables, John. "Fotoelectrones, dispersión Compton y Compton inversa". Departamento de Física y Astronomía . Universidad Estatal de Arizona . Consultado el 28 de noviembre de 2013 .
27. Compton, Arthur (mayo de 1923). "Una teoría cuántica de la dispersión de rayos X por elementos ligeros". Physical Review . 21 (5): 483–502. Bibcode :1923PhRv...21..483C. doi : 10.1103/PhysRev.21.483 .
28. Nave, R. "Dispersión Compton". hyperphysics . Universidad Estatal de Georgia . Consultado el 28 de noviembre de 2013 .
29. Nave, R. "La hipótesis de Planck". hyperphysics . Universidad Estatal de Georgia . Consultado el 28 de noviembre de 2013 .
30. "Dispersión Compton". NDT Education Resource Center . Universidad Estatal de Iowa . Consultado el 28 de noviembre de 2013 .
31. Jones, Andrew Zimmerman. "El efecto Compton". About.com Physics . About.com. Archivado desde el original el 3 de diciembre de 2013 . Consultado el 28 de noviembre de 2013 .
32. Duffy, Andrew; Loewy, Ali. "El efecto Compton". Departamento de Física de la Universidad de Boston . Universidad de Boston . Consultado el 28 de noviembre de 2013 .
33. Nave, R. "Radiación de sincrotrón". hyperphysics . Universidad Estatal de Georgia . Consultado el 5 de diciembre de 2013 .
34. Robinson, Arthur L. "HISTORIA DE LA RADIACIÓN SINCROTRÓN". Centro de Óptica de Rayos X y Fuentes de Luz Avanzadas . Laboratorio Nacional Lawrence Berkeley . Consultado el 5 de diciembre de 2013 .
35. Walder, James; O'Sullivan, Jack. "El Centro del Acelerador Lineal de Stanford (SLAC)". Departamento de Física . Universidad de Oxford. Archivado desde el original el 23 de agosto de 2013. Consultado el 16 de noviembre de 2013 .
36. "Historia del SLAC". Laboratorio Nacional de Aceleradores del SLAC . Universidad de Stanford . Consultado el 16 de noviembre de 2013 .
37. "Nuestra visión y misión". Laboratorio Nacional de Aceleradores SLAC . Universidad de Stanford. Archivado desde el original el 28 de noviembre de 2013. Consultado el 16 de noviembre de 2013 .
38. "Descripción general del SLAC". Laboratorio Nacional de Aceleradores del SLAC . Universidad de Stanford . Consultado el 16 de noviembre de 2013 .
39. "Oficina del director". Laboratorio Nacional de Aceleradores SLAC . Universidad de Stanford . Consultado el 16 de noviembre de 2013 .
40. "Programas científicos". Laboratorio Nacional de Aceleradores SLAC . Universidad de Stanford. Archivado desde el original el 15 de septiembre de 2015. Consultado el 16 de noviembre de 2013 .
41. "Acerca de RIKEN". RIKEN . RIKEN, Japón . Consultado el 11 de diciembre de 2013 .
42. "Acerca del Centro Nishina - Saludo". Centro Nishina . RIKEN Centro Nishina para la Ciencia Basada en Aceleradores . Consultado el 11 de diciembre de 2013 .
43. "Instalaciones - RI Beam Factory (RIBF)". Centro Nishina . RIKEN Nishina Center for Accelerator-Based Science . Consultado el 11 de diciembre de 2013 .
44. "Acerca del Centro Nishina - Grupos de investigación". Centro Nishina . RIKEN Centro Nishina para la ciencia basada en aceleradores . Consultado el 11 de diciembre de 2013 .
45. Suda, T.; Adachi, T.; Amagai, T.; Enokizono, A.; Hara, M.; Hori, T.; Ichikawa, S.; Kurita, K.; Miyamoto, T.; Ogawara, R.; Ohnishi, T.; Shimakura, Y.; Tamae, T.; Togasaki, M.; Wakasugi, M.; Wang, S.; Yanagi, K. (17 de diciembre de 2012). "Física nuclear en la instalación de dispersión de electrones SCRIT". Progreso de la física teórica y experimental . 2012 (1): 3C008–0. Código Bibliográfico :2012PTEP.2012cC008S. doi :10.1093/ptep/pts043.
46. Wakasugi, Masanori. "SCRIT Team". Investigación RIKEN . Centro RIKEN Nishina para la Ciencia Basada en Aceleradores . Consultado el 19 de noviembre de 2013 .

Enlaces externos

• Física en voz alta: Dispersión de electrones (vídeo)
• Brightstorm: Dispersión Compton (vídeo)