La dispersión de Thomson es la dispersión elástica de la radiación electromagnética por una partícula cargada libre , como se describe en el electromagnetismo clásico . Es el límite de baja energía de la dispersión Compton : la energía cinética de la partícula y la frecuencia del fotón no cambian como resultado de la dispersión. [1] Este límite es válido siempre que la energía del fotón sea mucho menor que la energía de la masa de la partícula: o, equivalentemente, si la longitud de onda de la luz es mucho mayor que la longitud de onda Compton de la partícula (por ejemplo, para los electrones, longitudes de onda más largas que los rayos X duros). [2]
La dispersión de Thomson es un modelo para el efecto de los campos electromagnéticos sobre los electrones cuando la energía del campo es mucho menor que la masa en reposo del electrón . En el modelo, el campo eléctrico de la onda incidente acelera la partícula cargada, lo que hace que, a su vez, emita radiación a la misma frecuencia que la onda incidente y, por lo tanto, la onda se dispersa. La dispersión de Thomson es un fenómeno importante en la física del plasma y fue explicada por primera vez por el físico JJ Thomson . Mientras el movimiento de la partícula no sea relativista (es decir, su velocidad sea mucho menor que la velocidad de la luz), la causa principal de la aceleración de la partícula se deberá al componente del campo eléctrico de la onda incidente. En una primera aproximación, se puede despreciar la influencia del campo magnético. [2] : 15 La partícula se moverá en la dirección del campo eléctrico oscilante, lo que dará como resultado una radiación dipolar electromagnética . La partícula en movimiento irradia más fuertemente en una dirección perpendicular a su aceleración y esa radiación se polarizará a lo largo de la dirección de su movimiento. Por lo tanto, dependiendo de dónde se encuentre el observador, la luz dispersada desde un elemento de pequeño volumen puede parecer más o menos polarizada.
Los campos eléctricos de la onda entrante y observada (es decir, la onda saliente) se pueden dividir en los componentes que se encuentran en el plano de observación (formados por las ondas entrantes y observadas) y los componentes perpendiculares a ese plano. Los componentes que se encuentran en el plano se denominan "radiales" y los perpendiculares al plano se denominan "tangenciales". (Es difícil hacer que estos términos parezcan naturales, pero es la terminología estándar).
El diagrama de la derecha representa el plano de observación. Muestra el componente radial del campo eléctrico incidente, que hace que las partículas cargadas en el punto de dispersión presenten un componente radial de aceleración (es decir, un componente tangente al plano de observación). Se puede demostrar que la amplitud de la onda observada será proporcional al coseno de χ, el ángulo entre las ondas incidente y observada. La intensidad, que es el cuadrado de la amplitud, se verá entonces disminuida por un factor de cos 2 (χ). Se puede observar que los componentes tangenciales (perpendiculares al plano del diagrama) no se verán afectados de esta manera.
La dispersión se describe mejor mediante un coeficiente de emisión que se define como ε donde ε dt dV d Ω dλ es la energía dispersada por un elemento de volumen en el tiempo dt en un ángulo sólido d Ω entre las longitudes de onda λ y λ + dλ . Desde el punto de vista de un observador, hay dos coeficientes de emisión, ε r correspondiente a la luz polarizada radialmente y ε t correspondiente a la luz polarizada tangencialmente. Para la luz incidente no polarizada, estos se dan por:
donde es la densidad de partículas cargadas en el punto de dispersión, es el flujo incidente (es decir, energía/tiempo/área/longitud de onda), es el ángulo entre los fotones incidentes y dispersos (ver figura anterior) y es la sección transversal de Thomson para la partícula cargada, definida a continuación. La energía total irradiada por un elemento de volumen en el tiempo dt entre las longitudes de onda λ y λ + dλ se obtiene integrando la suma de los coeficientes de emisión en todas las direcciones (ángulo sólido):
La sección eficaz diferencial de Thomson, relacionada con la suma de los coeficientes de emisividad, se expresa en unidades del SI ; q es la carga por partícula, m la masa de la partícula y una constante, la permitividad del espacio libre. (Para obtener una expresión en unidades cgs , elimine el factor de 4 π ε 0 .) Integrando sobre el ángulo sólido, obtenemos la sección eficaz de Thomson en unidades del SI.
La característica importante es que la sección transversal es independiente de la frecuencia de la luz. La sección transversal es proporcional mediante un factor numérico simple al cuadrado del radio clásico de una partícula puntual de masa m y carga q , es decir [2] : 17
Alternativamente, esto se puede expresar en términos de , la longitud de onda Compton y la constante de estructura fina :
Para un electrón, la sección transversal de Thomson se expresa numéricamente como: [3]
El fondo cósmico de microondas contiene un pequeño componente polarizado linealmente atribuido a la dispersión de Thomson. Ese componente polarizado que representa los llamados modos E fue detectado por primera vez por DASI en 2002.
La corona solar K es el resultado de la dispersión de Thomson de la radiación solar procedente de los electrones de la corona solar. La misión SOHO de la ESA y la NASA y la misión STEREO de la NASA generan imágenes tridimensionales de la densidad de electrones alrededor del Sol midiendo esta corona K desde tres satélites diferentes.
En los tokamaks , coronas de objetivos de ICF y otros dispositivos de fusión experimentales, las temperaturas y densidades de los electrones en el plasma se pueden medir con gran precisión detectando el efecto de la dispersión de Thomson de un haz láser de alta intensidad . Un sistema de dispersión de Thomson mejorado en el estelarizador Wendelstein 7-X utiliza láseres Nd:YAG para emitir múltiples pulsos en rápida sucesión. Los intervalos dentro de cada ráfaga pueden variar de 2 ms a 33,3 ms, lo que permite hasta doce mediciones consecutivas. La sincronización con eventos de plasma es posible gracias a un sistema de activación recientemente agregado que facilita el análisis en tiempo real de eventos de plasma transitorios. [4]
En el efecto Sunyaev-Zeldovich , donde la energía del fotón es mucho menor que la masa en reposo del electrón, la dispersión Compton inversa puede aproximarse como la dispersión de Thomson en el marco de reposo del electrón. [5]
Los modelos para cristalografía de rayos X se basan en la dispersión de Thomson.
![{\displaystyle {\begin{aligned}\varepsilon _{t}&={\frac {3}{16\pi }}\sigma _{t}In\\[1ex]\varepsilon _{r}&={\frac {3}{16\pi }}\sigma _{t}In\cos ^{2}\chi \end{aligned}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/bc25d2498765bab552cdb39d178fa4cbe0130059)
