Циклотронное излучение - электромагнитное излучение заряженных частицы, движущейся по окружности или спирали в магнитном поле; один из видов магнитотормозного излучения. В отличие от синхротронного излучения, термин «Циклотронное излучение» обычно относят к магнитотормозному излучению нерелятивистских частиц, происходящему на основной циклотронной частоте и её первых гармониках.

Заряды, движущиеся во внешнем магнитном поле B, описывают спиральные траектории, как бы навиваясь на магнитные силовые линии. Угловая скорость их вращения вокруг этих линий, называемая циклотронной частотой, равна

где q – заряд частицы и m – ее масса. Благодаря появляющемуся при этом ускорению, заряды излучают электромагнитные волны как на частоте ω_B, так и на более высоких гармониках, то есть на частотах sω_B, где s = 2, 3, 4... Подобное излучение называется циклотронным, если скорость зарядов много меньше скорости света. Полная мощность излучения на основной частоте равна

 

где v_┴– компонент скорости частицы, перпендикулярный магнитному полю. Мощность излучения на гармонике, имеющей номер s, меньше на множитель (v_┴/c)^2(s-1), то есть с увеличением номера гармоники интенсивность излучения очень быстро падает. В то же время растет его направленность, излучение сосредоточено в плоскости орбиты частицы.

В одном и том же магнитном поле частота циклотронного излучения много меньше, чем частота синхротронного излучения. Поэтому циклотронное излучение может попадать в радио-, оптическую либо рентгеновскую часть спектра лишь за счет высоких значений магнитного поля в источниках излучения. Последнее условие сразу же указывает набор объектов, в которых может эффективно действовать циклотронный механизм излучения – это объекты, обладающие сильным магнитным полем. Так, в активных областях солнечной короны где величина B достигает 10² – 10⁴ Тл, частота находится в радиодиапазоне.

В достаточно плотной плазме, для которой выполнен критерий

где

плазменная частота, β_T – отношение тепловой скорости электронов к скорости света, нормальные волны эллиптически поляризованы, причем необыкновенная мода на первой гармонике, как и обыкновенная, взаимодействует с плазмой очень слабо. Поэтому в плотной плазме имеет место эффект депрессии излучения на первой гармонике: циклотронное излучение на частоте ω_B в β_T² раз  слабее, нежели в пустоте. На высших гармониках эффективность циклотронного излучения и поглощения по-прежнему убывает.

Если концентрация плазмы относительно мала, а магнитное поле достаточно велико, то выполняется критерий разреженной плазмы:

В разреженной плазме поляризация нормальных волн меняется, эффект депрессии исчезает и необыкновенная мода на первой гармонике наиболее сильно взаимодействует с плазмой.

Наконец, в сверхсильных магнитных полях, близких к критическому значению Br=4*10¹³ Гс, даже вакуум приобретает специфические свойства и становится похожим на анизотропный кристалл: поляризуется и намагничивается. В этой необычной среде, как в настоящем кристалле, также существуют обыкновенные и необыкновенные волны. Моды намагниченного вакуума линейно поляризованы. Такая поляризация нормальных волн сохраняется и в присутствии разреженной плазмы при условии

В этом случае эффективность циклотронного взаимодействия обеих мод с плазмой примерно одинакова.

Характер элементарных процессов циклотронного излучения и поглощения в плазме определяется другим критерием. Эти процессы целиком зависят от распределения излучающих частиц (электронов) по скоростям (прежде всего поперечным по отношению к магнитному полю), которое устанавливается в основном под действием двух факторов: межчастичных столкновений и излучения. Поскольку эффективность циклотронного взаимодействия излучения с плазмой быстро падает с ростом номера гармоники, наиболее сильное влияние на распределение электронов оказывает излучение на гирочастоте (точнее, та его компонента, которая в соответствии с приведенными выше критериями в тех или иных условиях взаимодействует с плазмой лучше всего).

Если выполнено неравенство t₁ >> t_ст, где t₁ – время циклотронного высвечивания поперечной энергии электрона, а t_ст – время свободного пробега между столкновениями, то реализуется случай "столкновительной" плазмы. За счет частых столкновений функция распределения электронов поддерживается равновесной (максвелловской) с некоторой температурой, не зависящей от излучения на гирочастоте. За поглощением излучения на первой гармонике практически всегда следует столкновение, в результате которого энергия передается в тепловое движение плазмы. Возможен и обратный процесс – испускание излучения после столкновительного возбуждения электрона. При этом, наоборот, излучаемая энергия черпается из теплового движения электронов.

В обратном случае "бесстолкновительной" плазмы наоборот, поперечное распределение электронов устанавливается в результате процессов поглощения и испускания циклотронного излучения на первой гармонике, цепочка которых лишь изредка прерывается столкновениями. Теперь уже поперечная температура определяется не столкновениями, а интенсивностью излучения на первой гармонике. Основным радиационным процессом в данном случае является резонансное циклотронное рассеяние на первой гармонике, которое составляют последовательные процессы поглощения и испускания. При этом меняются направление распространения излучения и его частота. Лишь изредка поглощенный фотон гибнет за счет столкновения, перехватывающего энергию возбужденного электрона. Доля таких случаев (равно как и обратных процессов рождения фотонов за счет столкновительного возбуждения) составляет . Что касается высших гармоник, то их влияние на поперечное распределение электронов пренебрежимо мало. Они взаимодействуют с плазмой посредством процессов истинного поглощения и испускания при заданной температуре T₁.

История исследований циклотронного механизма излучения, введенного в астрофизику более 30 лет назад, наглядно демонстрирует ту важную роль, которую он играет в космических объектах с сильным магнитным полем. Изучение циклотронных процессов на Солнце позволило разработать теорию микроволнового излучения локальных источников, которая широко применяется для объяснения радиоастрономических наблюдений и получения сведений о температуре и магнитных полях в активных областях солнечной короны и хромосферы, а также указать на реальную возможность регистрации циклотронных линий в спектре солнечного радиоизлучения. В последние годы предложено объяснение циклотронных линий и полос, обнаруженных в оптических спектрах магнитных белых карликов, основанное на анализе взаимодействия излучения с горячей плазмой на этих звездах. В процессе такого анализа была развита теория их корон, состоящих из "бесстолкновительной" плазмы с резкой анизотропией температур. В рамках простых моделей излучающей области были установлены также причины формирования циклотронных линий в спектре рентгеновских пульсаров и линий на кратных частотах в спектре космических гамма-всплесков (если последние генерируются на нейтронных звездах). Вместе с тем астрофизические приложения циклотронного механизма стимулировали развитие теории циклотронного излучения, поглощения и рассеяния, справедливой в весьма разнообразных условиях. Они также привели к обнаружению и исследованию новых электромагнитных неустойчивостей в плазме, которые широко используются в солнечной радиоастрономии, но тоже остались за рамками настоящей статьи. В целом исследования циклотронного механизма привели к пониманию наблюдаемых характеристик частотных спектров излучения широкого класса объектов, начиная с классической плазмы солнечной короны и кончая электрон-позитронной плазмой в намагниченном вакууме на нейтронных звездах. Они открыли также реальные перспективы для дальнейшего исследования астрономических объектов по их циклотронному излучению.

Измерение интенсивности электронного циклотронного излучения в настоящее время является мониторной диагностикой для определения профиля электронной температуры в токамаках. Эта интенсивность испытывает временные флуктуации, изучение которых может дать интересную дополнительную информацию о процессах, их вызывающих. Существует два причины, приводящих к флуктуациям интенсивности излучения: во-первых, случайный характер «черного» излучения и, во-вторых, присутствие в плазме низкочастотной дрейфовой турбулентности. Экспериментально эти две компоненты могут быть разделены с помощью корреляционных измерений, с использованием сигналов, излучаемых в двух разных пространственных точках плазменного объема. Подобные измерения были выполнены на нескольких больших установках. Для интерпретации полученных таким образом экспериментальных данных необходима теория, адекватно описывающая процесс модуляции интенсивности излучения низкочастотными турбулентными пульсациями.

Первое успешное применение в астрофизике циклотронный механизм нашел в теории медленно меняющейся компоненты (s – компоненты) солнечного радиоизлучения. Эта компонента излучается из активных областей нижней короны и хромосферы, связанных с солнечными пятнами. Согласно теории, микроволновое излучение с длиной волны 1 – 30 см представляет собой циклотронное излучение на низших гармониках гирочастоты. Оно возникает в неоднородном магнитном поле над солнечными пятнами в так называемых гирорезонансных слоях. Слои, соответствующие большим гармоникам при фиксированной частоте , лежат выше, в области более слабого магнитного поля (рисунок 1).

Циклотрон — резонансный циклический ускоритель тяжелых частиц (протонов, ионов), работающий при постоянном во времени магнитном поле и при постоянной (но меняющейся при переходе от иона к иону) частоте ускоряющего высокочастотного электрического поля. Следует различать обычные циклотроны, в которых индукция магнитного поля не зависит от азимута, и циклотроны с азимутальной вариацией магнитного поля, иначе называемые изохронными циклотронами.
Первая конструкция циклотрона была предложена Э. Лоуренсом (Е. Lauwrence) в 1932, и тогда же ему удалось получить поток дейтронов с энергией до 6 МэВ и силой тока до 25 мкА.
Схема устройства циклотрона изображена на рис. 1: а — вертикальный и б — горизонтальный разрезы. Магнитное поле в зазоре между полюсами 2 возбуждается катушками 3, через которые пропускается постоянный электрический ток. В этом зазоре располагается высоковакуумная камера 4. Двигаясь в этой камере, частицы переходят из одного дуанта (электрода, возбуждаемого ВЧ-напряженнем) в другой, а затем снова в первый и так далее. Ускоряющее электрическое поле действует на частицы только в то время, когда они переходят из дуанта в дуант. В этот момент поле должно иметь нужное направление и достаточную величину (резонансное ускорение).

По величине магнитного поля (до 10⁷ – 10⁹ Тл) магнитные белые карлики занимают промежуточное положение между магнитными звездами (с полями 10³-10⁴ Тл) и нейтронными звездами. В таких полях циклотронные частоты лежат в ИК-, оптическом или даже УФ-диапазонах. Неудивительно поэтому, что обнаруженные в спектрах некоторых магнитных белых карликов сильные линии и полосы поглощения (рисунок 1) сразу же были связаны с циклотронными эффектами. К тому же у звезд типа магнитных белых карликов было открыто рентгеновское излучение, что указывает на присутствие в окрестности этих звезд горячей плазмы с температурой T до 10⁶-10⁷ К (как у большинства известных звездных корон и солнечной короны).

Благодаря большой силе тяжести на поверхности белого карлика (с массой порядка массы Солнца и радиусом, сравнимым с радиусом Земли) корональная плазма прижата к звезде, окружая ее тонким слоем высотой не более нескольких десятков километров. Если электронная концентрация N в этом слое превышает 10¹⁴-10¹⁵ см^-3, то свойства плазмы на белых карликах, обладающих магнитными полями 10⁷-10⁸ Тл, ничем не отличаются от плазмы в солнечной короне. Процессы циклотронного излучения и поглощения анализируются в этих условиях достаточно просто, поскольку благодаря частым столкновениям между частицами распределение излучающих электронов сохраняется изотропным максвелловским. В спектрах звезд на гармониках, для которых плазма оптически толстая, возникают полосы в излучении, где интенсивность поднимается от фотосферной I_фот с температурой T_фот =(2–5)*10⁴ К до уровня теплового излучения короны B(T) с температурой T>>T_фот . Ширина полос определяется неоднородностью магнитного поля по поверхности звезды. Если, например, магнитное поле звезды совпадает с полем магнитного диполя, расположенного в ее центре, то индукция магнитного поля уменьшается вдвое от магнитного полюса к экватору звезды.