En la física, el Thomson que dispersa es la dispersión de la radiación electromágnetica por a partícula cargada. El componentes magnéticos eléctricos de y del la onda de incidente acelera la partícula. Mientras que acelera alternadamente emite se dispersa la radiación y así, la onda. La dispersión de Thomson es una importante el fenómeno en física de plasma y primero fue explicado por el J.

Mientras el movimiento de la partícula sea el non- relativista (es decir su velocidad está mucho menos que la velocidad de la luz), la causa principal de la aceleración de la partícula será debida al componente del campo eléctrico de la onda de incidente. La partícula se moverá adentro la dirección del campo eléctrico oscilante, dando por resultado radiación electromágnetica del dipolo. La partícula móvil irradia lo más fuerte posible en una dirección el perpendicular a su movimiento y a esa radiación será polarizado a lo largo del dirección de su movimiento. Por lo tanto, dependiendo de donde un observador está situado, la luz dispersada de un pequeño elemento de volumen puede aparecer ser más o menos polarizado.

Los campos eléctricos de la viga entrante y observada se pueden dividir para arriba en esos componentes que mienten en el plano de la observación (formada por el entrante y vigas observadas) y esos componentes perpendiculares a ese plano. Ésos los componentes que mienten en el plano se refieren como " radial" y ésos el perpendicular al plano es " tangential", puesto que éste es a cómo aparecen el observador.

El diagrama a la derecha está en el plano de la observación. Demuestra el componente radial del campo eléctrico del incidente que causa un componente del movimiento de las partículas cargadas en el punto de la dispersión cuál también miente en el plano de la observación. Puede ser visto que la amplitud de la onda observada será proporcional al coseno del χ, el ángulo entre el incidente y la viga observada. La intensidad, que es el cuadrado del la amplitud, entonces será disminuida por un factor de cos² (χ). Puede ser visto que los componentes tangenciales (perpendiculares al plano del diagrama) no serán afectados de esta manera.

La dispersión es descrita mejor por un coeficiente de la emisión se defina que como ε donde ε d&Omega del dV de despegue; dλ es la energía dispersado por despegue del $dV$ del elemento de volumen a tiempo en d&Omega del ángulo sólido; entre el &lambda de las longitudes de onda; y λ +dλ. Desde el punto de vista de un observador, allí es dos coeficientes de la emisión, ε _r que corresponde a luz radialmente polarizada y ε _t que corresponde a polarizado tangencial luz. Para la luz de incidente sin polarizar, éstos se dan cerca:

$\backslash \; epsilon\_t\; =\; \backslash \; ~I\; del\; frac\; \{\backslash \; pi\; \backslash \; sigma\}\; \{2\}\; \backslash ,\; n$

$\backslash \; epsilon\_r\; =\; \backslash \; ~I\; del\; frac\; \{\backslash \; pi\; \backslash \; sigma\}\; \{2\}\; \backslash ,\; n\; \backslash ,\; \backslash \; cos^2\; (\backslash \; ji)$

donde está la densidad n de partículas cargadas en el punto de la dispersión, I es flujo del incidente (e. energía/tiempo/área/longitud de onda) y σ es el diferenciado seccionado transversalmente de Thomson para las partículas cargadas (ángulo sólido del área), que es

$\backslash \; sigma\; \backslash \; (\backslash \; frac\; \{q^2\}\; \{mc^2\}\; \backslash \; derecho)\; ^2=\; equivalente\; \backslash \; dejado\; \backslash \; (\backslash \; frac\; \{q^2\}\; \{4\; \backslash \; pi\; \backslash \; epsilon\_0mc^2\}\; \backslash \; derecho)\; ^2\; dejado$

donde está la primera expresión en las unidades de los cgs, el segundo en unidades del SI ; q es la carga por partícula, m la masa por partícula, y el $\backslash \; epsilon\_0$ un constante, la permitividad del espacio libre.

Observar que éste es el cuadrado del radio clásico de una partícula del punto de la masa m y de la carga Q. Por ejemplo, para un electrón, la sección representativa diferenciada está:

$\backslash \; sigma\; =7.94079\; \backslash \; ldots\; \backslash \; ~\; de\; las\; épocas\; 10^\; \{-\; 26\}\; \backslash \; textrm\; \{cm\}\; ^2/\backslash \; textrm\; \{senior\}$

La energía total irradiada es encontrada integrando la suma de los coeficientes de la emisión encima todas las direcciones:

$\backslash \; int\_0^\; \{2\; \backslash \; pi\}\; d\; \backslash \; phi\; \backslash \; int\_0^\; \backslash \; pi\; d\; \backslash \; ji\; \backslash \; se\; fue\; (\backslash \; epsilon\_t+\; \backslash \; epsilon\_r\; \backslash )\; derecho\; \backslash \; pecado\; \backslash \; ji$

I \, \ sigma_T \, n

donde σ _T es la sección representativa total:

$\backslash \; sigma\_T\; =\; \backslash \; frac\; \{8\; \backslash \; pi\}\; \{3\}\; \backslash \; sigma$

cuál para un electrón tiene un valor de 6.652… × 10^{− 25} cm².

Ejemplos de la dispersión de Thomson

El fondo cósmico de la microonda probablemente se polariza linear como resultado de la dispersión de Thomson. Las puntas de prueba tales como WMAP y la misión futura de Planck intentan medir esta polarización.

La K-corona solar es el resultado de la dispersión de Thomson de la radiación solar de electrones coronales solares. La misión ESTÉREA de la NASA generará las imágenes tridimensionales de la densidad de electrón alrededor del sol midiendo esta K-corona a partir de dos satélites separados.

En los tokamaks y otros dispositivos experimentales de la fusión, las temperaturas y las densidades del electrón en el plasma pueden ser medidos con alta exactitud detectando el efecto de la dispersión de Thomson de una viga de alta intensidad del laser .