チェレンコフ放射

アイダホ国立研究所の先進試験炉の炉心で輝くチェレンコフ放射

チェレンコフ放射（チェレンコフはん、 / tʃ ə ˈ r ɛ ŋ k ɒ f / ^{[ 1 ]}）は、荷電粒子（電子など）が誘電体媒体（蒸留水など）を、その媒体中における光の位相速度（媒体中における波面の伝播速度）よりも速い速度で通過するときに放出される電磁放射である。^{[ 2 ]}チェレンコフ放射の典型的な例は、水中の原子炉 の特徴的な青い輝きである。その原因は、音速を超える動きが発生したときに聞こえる鋭い音であるソニックブームの原因に似ている。この現象は、ソビエトの物理学者パベル・チェレンコフにちなんで名付けられた。

歴史

この放射線は、1934年にレベデフ研究所でセルゲイ・ヴァヴィロフの指導の下、初めて実験的に検出した1958年のノーベル賞受賞者であるソビエト科学者パベル・チェレンコフにちなんで名付けられました。そのため、ヴァヴィロフ・チェレンコフ放射線とも呼ばれています。^{[ 3 ]}チェレンコフは実験中に、水中の放射性物質の周囲にかすかな青みがかった光を観測しました。彼の博士論文は、一般的に行われるエネルギーの低い可視光ではなく、ガンマ線によって励起されたウラン塩溶液の発光に関するものでした。彼は放射線の異方性を発見し、青みがかった輝きは蛍光現象ではないという結論に達しました

この効果の理論は、後に1937年にアインシュタインの特殊相対性理論の枠組みの中で、チェレンコフの同僚であるイゴール・タムとイリヤ・フランクによって発展され^、彼らは1958年の^ノーベル賞も共同受賞した。[4]

チェレンコフ放射が円錐状の波面を持つことは、イギリスの博学者オリバー・ヘヴィサイドが1888年から1889年にかけて発表した論文^{[ 5 ]}とアーノルド・ゾンマーフェルトが1904年に発表した論文^{[ 6 ]}で理論的に予言されていたが、両者とも1970年代まで相対性理論による超光速粒子の制限を受けてすぐに否定されていた^{[ 7 ]} 。マリー・キュリーは1910年に高濃度ラジウム溶液中で淡い青色の光を観測したが^{[ 8 ]} 、その発生源は調査しなかった。1926年、フランスの放射線治療医リュシアン・マレットは、ラジウムが水を照射した際に連続スペクトルを持つ発光を報告した^{[ 9 ] 。}

2019年、ダートマス大学とダートマス・ヒッチコック大学のノリス・コットンがんセンターの研究チームは、放射線治療を受けている患者の硝子体液でチェレンコフ光が発生していることを発見しました。この光は、生物系からの光放出を観察するために特別に設計されたCDoseと呼ばれるカメラ画像システムを用いて観察されました。^{[ 10 ] [ 11 ]数十年にわたり、患者は脳腫瘍の放射線治療を受けている際に「明るい光や青い光の閃光」 [ 12 ]}などの現象を報告していましたが、その影響が実験的に観察されたことはありませんでした。^{[ 11 ]}

物理的起源

基礎

真空中の光速は普遍定数（c = 299,792,458 m/s ）ですが、物質中の速度は媒体によって遅くなるため、大幅に遅くなる場合があります。例えば、水中では約0.75 ‍ cしかありません。物質は、核反応や粒子加速器内では、これよりも高い速度（真空中の光速であるcよりも遅いものの）まで加速することができます。チェレンコフ放射は、荷電粒子（最も一般的には電子）が誘電体媒体中をその媒体中の光速よりも速い速度で 移動するときに発生します

アーカンソー原子力発電所1号機2号機（ANO-2）の定期燃料交換およびメンテナンス停止中のチェレンコフ放射

この効果は次のように直感的に説明できます。古典物理学では、加速する荷電粒子が電磁波を放射し、ホイヘンスの原理により、これらの波は球面波面を形成し、その媒質の位相速度（つまり、媒質中の光速は で定義され、、屈折率）で伝播することが知られています。荷電粒子が媒質を通過すると、媒質中の粒子はそれに応じてその周囲で分極します。荷電粒子は分極媒質中の分子を励起し、基底状態に戻る際に、分子は励起を得るために与えられたエネルギーを光子として再放射します。これらの光子は、運動する粒子に由来する球面波面を形成します。、つまり荷電粒子の速度が媒質中の光速よりも遅い場合、運動する粒子の周囲に形成される分極場は通常は対称です。対応する放射波面は束になることがありますが、一致したり交差したりすることはないため、考慮すべき干渉効果はありません。逆の状況、すなわち媒質中の粒子が「通常の」ランダム状態に戻るのに十分な時間がない状態では、偏光場は粒子の運動方向に沿って非対称になります。その結果、波形が重なり合い（アニメーションのように）、建設的な干渉によって、特徴的な角度で観測される円錐状の光信号、すなわちチェレンコフ光が生まれます。 ${\displaystyle c/n}$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle v_{\text{p}}<c/n}$ ${\displaystyle v_{\text{p}}>c/n}$

チェレンコフ放射のアニメーション

よくある例えとして、超音速航空機のソニックブームが挙げられます。航空機から発生する音波は音速で伝播しますが、これは航空機の速度よりも遅いため、航空機から前方に伝播できず、代わりに円錐状の衝撃波面を形成します。同様に、荷電粒子は絶縁体を通過する際に可視光の「衝撃波」を発生させます。

超えなければならない速度は、光の群速度ではなく、光の位相速度である。周期的媒質を用いることで位相速度を劇的に変化させることができ、その場合、最小粒子速度を持たないチェレンコフ放射、いわゆるスミス・パーセル効果を得ることさえ可能である。フォトニック結晶のようなより複雑な周期的媒質では、通常のチェレンコフ放射が粒子速度と鋭角を形成するのに対し、逆方向への放射（下記参照）など、様々な異常チェレンコフ効果も得られる。^{[ 13 ]}

マサチューセッツ大学ローウェル放射線研究所のチェレンコフ放射

チェレンコフ放射の理論的基礎に関する初期の研究において、タムとフランクは次のように述べている。「この特異な放射は、高速電子と個々の原子との相互作用や、原子核による電子の放射散乱といった一般的なメカニズムでは明らかに説明できない。一方、媒質中を移動する電子は、その速度が媒質中の光速度よりも大きい限り、均一に運動していても光を放射するという事実を考慮すれば、この現象は定性的にも定量的にも説明できる。」^{[ 14 ]}

放射角

分散がない理想的な場合のチェレンコフ放射の形状を示します

幾何学の図では、粒子（赤い矢印）は媒質中を次の 速度で移動します。 ここで、は真空中の光速、は媒質の屈折率です。媒質が水の場合、 20℃の水の 場合、条件は となります。 ${\displaystyle v_{\text{p}}}$ $${\displaystyle {\frac {c}{n}}<v_{\text{p}}<c,}$$ ${\displaystyle c}$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle 0.75c<v_{\text{p}}<c}$ ${\displaystyle n\approx 1.33}$

粒子の速度と光の速度の比を次のように定義します。 放出された光波（青い矢印で表示）は速度で進みます。 $${\displaystyle \beta ={\frac {v_{\text{p}}}{c}}.}$$ $${\displaystyle v_{\text{em}}={\frac {c}{n}}.}$$

三角形の左隅は、超光速粒子の初期時点（t = 0）における位置を表します。三角形の右隅は、その後の時刻tにおける粒子の位置です。与えられた時刻tにおいて、粒子は距離を移動します が、放射された電磁波は距離を移動するために制限されます。 $${\displaystyle x_{\text{p}}=v_{\text{p}}t=\beta \,ct}$$ $${\displaystyle x_{\text{em}}=v_{\text{em}}t={\frac {c}{n}}t.}$$

放出角度は $${\displaystyle \cos \theta ={\frac {1}{n\beta }}}$$

任意の放射角度

チェレンコフ放射は、適切に設計された1次元メタマテリアルを使用することで任意の方向に放射することもできます。^{[ 15 ]}後者は、高速移動する粒子（）の軌道に沿って位相遅延の勾配を導入するように設計されており、一般化された関係によって与えられる任意の角度でチェレンコフ放射を反転または操縦します。 ${\displaystyle d\phi /dx}$ $${\displaystyle \cos \theta ={\frac {1}{n\beta }}+{\frac {n}{k_{0}}}\cdot {\frac {d\phi }{dx}}}$$

この比は時間に依存しないため、任意の時間で相似三角形を形成できることに注意してください。角度は一定であり、つまり、初期時刻t = 0から最終時刻tの間に生成される後続の波は、図示されている三角形の右端点と一致する相似三角形を形成します。

逆チェレンコフ効果

逆チェレンコフ効果は、負屈折率メタマテリアルと呼ばれる材料（波長未満の微細構造を持つ材料で、構成材料とは非常に異なる有効な「平均」特性を与え、この場合は負の誘電率と負の透磁率を持つ）を用いることで実現できます。これは、荷電粒子（通常は電子）が媒質中の光の位相速度よりも速い速度で媒質を通過すると、その粒子は媒質の前方ではなく、媒質を通過する際に後方に放射を放射することを意味します（誘電率と透磁率が両方とも正である通常の材料の場合）。^{[ 16 ]}このような逆円錐チェレンコフ放射は、周期構造が波長と同じスケールである非メタマテリアル周期媒質でも得られますが、実質的に均質なメタマテリアルとして扱うことはできません。^{[ 13 ]}

真空中

チェレンコフ効果は真空中で発生することがあります。^{[ 17 ]}進行波管（TWT）のような遅波構造では、位相速度が低下し、荷電粒子の速度は位相速度を超えますが、より低いままです。このようなシステムでは、この効果はド・ブロイの関係ではなく、エネルギーと運動量の保存則（光子の運動量は位相定数）^{[ 18 ]}から導き出すことができます。このタイプの放射線（VCR）は、高出力マイクロ波を生成するために使用されます。^{[ 19 ]} ${\displaystyle c}$ ${\displaystyle p=\hbar \beta }$ ${\displaystyle \beta }$ ${\displaystyle p=\hbar k}$

集団チェレンコフ

典型的なチェレンコフ放射と同じ特性を持つ放射は、光速を超える電流構造によって生成することができる。^{[ 20 ]}プラズマ加速装置における密度プロファイルを操作することで、最大ナノクーロンの電荷構造が生成され、光速を超える速度で移動し、チェレンコフ角で光衝撃波を放出する可能性がある。電子は依然として光速未満であるため、時刻t = t ₀における構造を構成する電子は、時刻t > t ₀における構造を構成する電子とは異なる。

特性

粒子によるチェレンコフ放射の周波数スペクトルは、 フランク・タムの式で表されます $${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} ^{2}E}{\mathrm {d} x\,\mathrm {d} \omega }}={\frac {q^{2}}{4\pi }}\mu (\omega )\omega {\left(1-{\frac {c^{2}}{v^{2}n^{2}(\omega )}}\right)}}$$

フランク・タムの式は、移動した単位長さあたりおよび周波数あたりの、チェレンコフ放射から放出されるエネルギーの量を表します。は透磁率、は荷電粒子が移動する物質の屈折率です。は粒子の電荷、は粒子の速度、 は真空中の 光速です。 ${\displaystyle E}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle \omega }$ ${\displaystyle \mu (\omega )}$ ${\displaystyle n(\omega )}$ ${\displaystyle q}$ ${\displaystyle v}$ ${\displaystyle c}$

特徴的なスペクトルピークを持つ蛍光スペクトルや発光スペクトルとは異なり、チェレンコフ放射は連続的です。可視スペクトル付近では、単位周波数あたりの相対強度は周波数にほぼ比例します。つまり、チェレンコフ放射では、周波数が高いほど（波長が短いほど）強度が高くなります。これが、可視チェレンコフ放射が鮮やかな青色に観測される理由です。実際、チェレンコフ放射の大部分は紫外線スペクトルに含まれており、十分に加速された電荷によってのみ可視光として観測されます。人間の目の感度は緑色でピークに達し、スペクトルの紫色部分では非常に低くなります。

それ以上の周波数では、この式は満たされなくなります。屈折率は周波数（したがって波長）とともに変化するため、非常に相対論的な粒子（v / cが 1 に近い）であっても、波長が短くなるほど強度が増加し続けることはできません。X線周波数では、屈折率は 1 未満になり（媒質内では、位相速度がc を超えても相対性に反することに注意してください）、X 線放射（またはガンマ線などのより短い波長の放射）は観測されません。ただし、屈折率は共鳴周波数のすぐ下で 1 より大きくなることが多いため、物質のコア電子遷移に対応する周波数のすぐ下の特殊な周波数では、X 線が発生する可能性があります。 ${\displaystyle \cos \theta =1/(n\beta )}$ ${\displaystyle n}$

ソニックブームやバウショックと同様に、ショックコーンの角度は崩壊速度と直接関係しています。チェレンコフ角は、チェレンコフ放射の放出閾値速度ではゼロです。粒子の速度が光速に近づくにつれて、角度は最大になります。したがって、観測された入射角は、チェレンコフ放射を生成する電荷の方向と速度を計算するために使用できます。

チェレンコフ放射は、眼球内の荷電粒子が硝子体に衝突することで発生し、閃光のような印象を与える。^{[ 21 ] [ 22 ]}宇宙線視覚現象や臨界事故の観測例にも見られる。

用途

標識生体分子の検出

チェレンコフ放射は、少量および低濃度の生体分子の検出を容易にするために広く使用されています。^{[ 23 ]}リン32などの放射性原子は、酵素や合成手段によって生体分子に容易に導入され、その後、生物学的経路を解明したり、親和定数や解離速度などの生体分子の相互作用を特徴付けたりする目的で、少量で容易に検出できます

放射性同位元素の医療画像診断と外部放射線治療

放射線治療において線形加速器からの6 MeVビームを使用して乳房全体に放射線を照射されている患者の胸壁から撮影されたチェレンコフ光の放出。

最近では、チェレンコフ光は体内の物質を画像化するために使用されています。^{[ 24 ] [ 25 ] [ 26 ]}これらの発見により、この光信号を使用して、注射された放射性医薬品などの内部源から、または腫瘍学における外部ビーム放射線療法から体内の放射線を定量化および/または検出するというアイデアに大きな関心が寄せられています。陽電子放出体である^18Fや^13N 、またはベータ放出体で^ある32Pや90Yなどの放射性同位体は、測定可能なチェレンコフ放出を有しています^{[ 27 ]。}また、同位体である^18Fや^131Iは^、診断価値を実証するためにヒトで画像化されています[ ^{28 ] [ 29 ] 。}

体外放射線療法では、6MVから18MVの範囲のエネルギーを持つ電子線または光子線によって、治療対象の組織にかなりの量のチェレンコフ光が誘導されることが示されています。これらの高エネルギーX線によって誘導された二次電子はチェレンコフ光を放出し、その検出信号は組織の入射面と出射面で画像化することができます。^{[ 30 ]}放射線療法中に患者の組織から放出されるチェレンコフ光は非常に微弱な信号ですが、線形加速器のパルスに同期して取得する特別に設計されたカメラによって検出できます。^{[ 31 ]}この信号を観察することで、組織に入射する放射線ビームの形状をリアルタイムで確認できます。^{[ 32 ]}

原子炉

TRIGA原子炉プールにおけるチェレンコフ放射

チェレンコフ放射は、高エネルギー荷電粒子の検出に用いられます。開放型原子炉では、核分裂生成物が崩壊する際にベータ粒子（高エネルギー電子）が放出されます。連鎖反応が停止した後も輝きは続き、短寿命生成物が崩壊するにつれて暗くなります。同様に、チェレンコフ放射は使用済み燃料棒に残留する放射能を特徴づけることができます。この現象は、核保障措置の目的で、使用済み燃料プール内の使用済み核燃料の存在を確認するために用いられています。^{[ 33 ]}

天体物理学実験

高エネルギー ( TeV )ガンマ光子または宇宙線が地球の大気と相互作用すると、非常に高速の電子と陽電子の対が発生する可能性があります。これらの荷電粒子によって大気中に放出されるチェレンコフ放射は、宇宙線またはガンマ線の方向とエネルギーを決定するために使用され、たとえば、VERITAS、HESS、MAGICなどの実験による画像化大気チェレンコフ技術( IACT )で使用されます。地球に到達した荷電粒子によって水で満たされたタンクに放出されるチェレンコフ放射は、大規模空気シャワー実験HAWC、ピエール・オージェ・オブザバトリー、およびその他のプロジェクトで同じ目的で使用されています。同様の方法が、スーパーカミオカンデ、サドベリー・ニュートリノ・オブザバトリー (SNO)、アイスキューブなどの非常に大型のニュートリノ検出器で使用されています。過去には、ニューメキシコ州に位置し、非撮像チェレンコフ観測所として機能するよう改修された旧太陽観測塔であるSTACEEなど、関連技術を適用した他のプロジェクトも実施された。

チェレンコフ技術を使用して空気シャワーを測定する天体物理学観測所は、超新星残骸やブレーザーなどの非常に高エネルギーのガンマ線を放出する天体の特性を決定するための鍵となります。

素粒子物理学実験

チェレンコフ放射は、実験素粒子物理学において粒子の識別によく用いられます。特定の媒質中で放出されるチェレンコフ光の特性から、電荷を帯びた素粒子の速度を測定（または制限）することができます。粒子の運動量を独立に測定できれば、運動量と速度（四元運動量参照）から粒子の質量を計算し、粒子を識別することが できます

チェレンコフ放射技術に基づく最も単純な粒子識別装置は閾値カウンタです。これは、荷電粒子の速度が特定の値（、ここでは光速、は媒体の屈折率）より低いか高いかを、この粒子が特定の媒体中でチェレンコフ光を放射するかどうかを調べることで判定します。粒子の運動量が分かれば、ある閾値より軽い粒子と閾値より重い粒子を区別することができます。 ${\displaystyle v_{0}=c/n}$ ${\displaystyle c}$ ${\displaystyle n}$

最も先進的なタイプの検出器は、1980年代に開発された RICH、つまりリングイメージングチェレンコフ検出器です。RICH 検出器では、高速荷電粒子が適切な媒体 (放射体と呼ばれることが多い) を横切るときに、チェレンコフ光の円錐が生成されます。この光円錐は位置敏感な平面光子検出器で検出され、リングまたはディスクを再構成できます。その半径はチェレンコフ放出角の尺度です。集束型と近接集束型の両方の検出器が使用されています。集束型 RICH 検出器では、光子は球面ミラーで集められ、焦点面に置かれた光子検出器に集束されます。その結果、粒子の軌跡に沿った放出点に依存しない半径の円が生成されます。この方式は、十分な光子を生成するために必要な放射体の長さが長いため、屈折率の低い放射体 (つまりガス) に適しています。よりコンパクトな近接集束型設計では、薄い放射体体積から円錐状のチェレンコフ光が放射され、この光は近接ギャップと呼ばれる短い距離を移動した後、光子検出器面で検出されます。この光はリング状の光として現れ、その半径はチェレンコフ放射角と近接ギャップによって定義されます。リングの厚さは放射体の厚さによって決まります。近接ギャップ型RICH検出器の一例として、高運動量粒子識別検出器（HMPID）^{[ 34 ]}が挙げられます。これは現在、欧州原子核研究機構（ CERN ）のLHC（大型ハドロン衝突型加速器）における6つの実験のうちの1つであるALICE（大型イオン衝突型加速器実験）用に建設中です。

参照

• アスカリアン放射線、高速非荷電粒子によって生成される同様の放射線
• ブルーノイズ
• 制動放射線、荷電粒子が他の荷電粒子によって減速されるときに発生する放射線
• 光速超え、情報や物質が光速よりも速く伝播するという仮説
• フランク・タムの公式はチェレンコフ放射のスペクトルを与える。
• 光エコー
• 光源のリスト
• 非放射線状態
• 放射線発光
• タキオン
• 遷移放射

引用

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出典

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外部リンク

• YouTubeで原子炉の起動
• 原子炉の起動（ YouTubeの

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