Radiazione di sincrotrone

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Schema del funzionamento di un sincrotrone. L'anello centrale è il sincrotrone, la radiazione emessa viene indirizzata alle beamline (le ramificazioni esterne all'anello) dove si trovano strumenti, esperimenti, etc..

La radiazione di sincrotrone o luce di sincrotrone è una radiazione elettromagnetica generata da particelle cariche, solitamente elettroni o positroni, che viaggiano a velocità prossime alla velocità della luce e vengono costrette da un campo magnetico a muoversi lungo una traiettoria curva. Tanto più elevata è la velocità della particella, tanto minore è la lunghezza d'onda della radiazione emessa e generalmente il picco dell'emissione avviene alle lunghezze dei raggi X.

È così chiamata perché viene solitamente prodotta per mezzo di un sincrotrone, ma viene generata anche da oggetti o eventi astronomici.

Emissione di radiazione[modifica | modifica sorgente]

I potenziali di Liénard-Wiechert forniscono una caratterizzazione generale e relativistica del campo elettromagnetico, variabile nel tempo, generato da una carica elettrica in moto non uniforme. L'espressione del campo elettrico e del campo magnetico così ottenuta consente di separare i contributi derivanti dalla velocità istantanea e dall'accelerazione della carica. Considerando il campo prodotto dall'accelerazione, detto campo di radiazione, è possibile scrivere la componente radiale del vettore di Poynting, che fornisce l'equazione di Larmor.

Utilizzando l'espressione di Larmor per una carica in moto circolare e considerando il limite relativistico in cui la velocità della particella si avvicina alla velocità della luce, si ottiene la distribuzione angolare della radiazione di sincrotrone.

Campi di Liénard–Wiechert ed equazione di Larmor[modifica | modifica sorgente]

Exquisite-kfind.png Per approfondire, vedi Potenziale di Liénard-Wiechert e Equazione di Larmor.

Il potenziale elettromagnetico A^{\alpha}(x) generato nel punto x=(x_0,\mathbf{x}) da una sorgente puntiforme di carica in moto q è dato da:[1]

A^{\alpha}(x) = \frac{qV^{\alpha}(\tau=\tau_0)}{V \cdot [x - r(\tau=\tau_0)]} \qquad x_0 > r_0(\tau_0)

dove V^{\alpha}(\tau)={\gamma}( c , \mathbf{v} ) è la quadrivelocità della carica, r^\alpha (\tau) = (r_0,\mathbf{r}) la sua posizione e \tau il tempo proprio. Nell'equazione la velocità e la posizione vengono valutati al tempo \tau_0, che è definito dalla condizione del cono di luce:

[x-r(\tau_0)]^2=0

Definendo:

R = |\mathbf{x} - \mathbf{r}(\tau)| \qquad \mathbf{n}=\mathbf{x} - \mathbf{r}(\tau)

si ottiene una forma equivalente, ma non covariante, del potenziale elettrico \varphi e del potenziale magnetico \mathbf{A} generati da una sorgente puntiforme di carica in moto:[2]

\varphi(\mathbf{x}, t) = \frac{1}{4 \pi \varepsilon_0} \left(\frac{q}{(1 - \mathbf{n} \cdot {\vec\beta})R} \right)_{\tau = \tau_0} \qquad \mathbf{A}(\mathbf{x},t) = \frac{\mu_0c}{4 \pi} \left(\frac{q {\vec\beta}}{(1 - \mathbf{n} \cdot {\vec\beta})R} \right)_{\tau = \tau_0} = \frac{{\vec\beta}(\tau = \tau_0)}{c} \varphi(\mathbf{x}, t)

A partire dai potenziali è possibile ricavare le espressioni dei campi utilizzando la loro definizione:

\mathbf{E} = - \nabla \varphi - \dfrac{\partial \mathbf{A}}{\partial t} \qquad \mathbf{B} = \nabla \times \mathbf{A}

ottenendo le equazioni dei campi:[3]

\mathbf{B}(\mathbf{r},t)=-\frac{\mu_0q}{4\pi}\left[\frac{c\,\hat{\mathbf{n}}\times{\vec\beta}}{\gamma^2R^2(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}+\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[\,\dot{{\vec\beta}}+\hat{\mathbf{n}}\times({\vec\beta}\times\dot{{\vec\beta}})]}{R\,(1-{\vec\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right]_{\tau = \tau_0}
\mathbf{E}(\mathbf{r},t)=\frac{q}{4\pi\varepsilon_0}\left[\frac{\hat{\mathbf{n}}-{\vec\beta}}{\gamma^2R^2(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}+\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[(\hat{\mathbf{n}}-{\vec\beta})\times\dot{{\vec\beta}}\,]}{c\,R\,(1-{\vec\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right]_{\tau = \tau_0}

dove il termine \mathbf{n} - \mathbf{\beta} nell'espressione del campo elettrico impone che la direzione del primo termine del campo sia lungo la congiungente con la posizione della carica, mentre il secondo termine, dovuto all'accelerazione della carica, è perpendicolare a \mathbf{n} - \mathbf{\beta}.

L'espressione dei campi è in questo modo data dalla somma di due contributi: il primo è detto campo di Coulomb generalizzato e decresce come il reciproco del quadrato della distanza dalla carica, il secondo è detto campo di radiazione e decresce come il reciproco della distanza dalla sorgente, e quindi è dominante lontano dalla carica. In entrambi i casi il campo di Coulomb generalizzato è relativo alla velocità della carica, mentre il campo di radiazione è generato dall'accelerazione, ed è responsabile della radiazione di sincrotrone.

Se si trascura il campo di Coulomb generalizzato, la componente radiale del vettore di Poynting, risultante dall'espressione di Liénard–Wiechert dei campi, è data da:[4]

[\mathbf{S\cdot}\hat{\mathbf{n}}]_{\tau = \tau_0} = \frac{q^2}{16\pi^2\varepsilon_0 c}\left\{\frac{1}{R^2}\left|\frac{\hat{\mathbf{n}}\times[(\hat{\mathbf{n}}-\vec{\beta})\times\dot{\vec{\beta}}]}{(1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}})^3}\right|^2\right\}

dove il secondo membro, a differenza del primo, non è valutato al tempo ritardato.

La relazione spaziale tra \vec{\beta} e \dot{\vec{\beta}} determina la distribuzione di potenza angolare, ed il fattore (1-\vec{\beta}\mathbf{\cdot}\vec{\mathbf{n}}) al denominatore mostra la presenza degli effetti relativistici nel passaggio dal sistema di riferimento a riposo della particella al sistema di riferimento dell'osservatore.

L'energia irradiata per angolo solido durante un'accelerazione tra gli istanti t'=T_1 e t'=T_2 è data da:

\frac{\mathrm{d}P}{\mathrm{d}\mathit{\Omega}} = R(t')^2\,[\mathbf{S}(t')\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}}(t')]\,\frac{\mathrm{d}t}{\mathrm{d}t'} = R(t')^2\,\mathbf{S}(t')\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}}(t')\,[1-\vec{\beta}(t')\mathbf{\cdot}\hat{\mathbf{n}}(t')]
 = \frac{q^2}{16\pi^2\varepsilon_0c}\,\frac{|\hat{\mathbf{n}}(t')\times\{[\hat{\mathbf{n}}(t')-\vec{\beta}(t')]\times\dot{\vec{\beta}}(t')\}|^2}{[1-\vec{\beta}(t')\mathbf{\cdot}\vec{\mathbf{n}}(t')]^5}

Integrando tale espressione su tutto l'angolo solido si ottiene la generalizzazione relativistica della formula di Larmor:[5]

P=\frac{q^2}{6\pi \varepsilon _0 c}\gamma ^6
\left [ \left | \dot{\vec{\beta }} \right |^2
-\left |  \vec{\beta}\times \dot{\vec{\beta }}\right | \right ]
Distribuzione angolare della radiazione emessa da una carica in moto accelerato. Nell'immagine a destra la velocità della particella si avvicina alla velocità della luce, e l'emissione di radiazione è collimata in un cono appuntito il cui asse è diretto come la velocità.

Radiazione di sincrotrone[modifica | modifica sorgente]

Se la carica compie un moto circolare la sua accelerazione \dot{\vec{\beta}} è perpendicolare alla velocità \vec{\beta}. Se si sceglie un sistema di coordinate tale per cui \vec{\beta} è istantaneamente in direzione z e \dot{\vec{\beta}} in direzione x, utilizzando le coordinate polari \theta e \phi per definire la direzione di osservazione, la distribuzione di potenza angolare dP \over d\Omega si riduce alla seguente espressione:[6]

\frac{\mathrm{d}P}{\mathrm{d}\mathit{\Omega}} = \frac{q^2}{16\pi^2\varepsilon_0 c}\frac{|\dot{\vec{\beta }}|^2}{(1-\beta\cos\theta)^3}\left[1-\frac{\sin^2\theta\cos^2\phi}{\gamma^2(1-\beta\cos\theta)^2}\right]

Nel limite relativistico, in cui \gamma>>1, la distribuzione angolare può approssimativamente essere scritta come:[7]

\frac{\mathrm{d}P}{\mathrm{d}\mathit{\Omega}} \simeq \frac{q^2}{2\pi^2\varepsilon_0 c^3}\gamma^6\frac{|\dot{\mathbf v}|^2}{(1+\gamma^2\theta^2)^3}\left[1-\frac{4\gamma^2\theta^2\cos^2\phi}{(1+\gamma^2\theta^2)^2}\right]

dove i fattori (1-\beta\cos\theta) al denominatore restringono la distribuzione angolare in un fascio di luce conico e sempre più stretto al crescere della velocità, distribuito in un piccolo angolo intorno a \theta=0.

Integrando la precedente espressione su tutto l'angolo solido si ottiene la potenza totale irradiata per unità di carica:

P=\frac{q^2}{6\pi\varepsilon_0c}\left | \dot{\vec{\beta }} \right |^2\gamma ^4=\frac{q^2c}{6\pi\varepsilon_0}\frac{\gamma ^4}{\rho ^2}=\frac{q^4}{6\pi\varepsilon_0m^4c^5}E^2B^2

che è proporzionale a 1/m^4, 1/\rho^2 e B^2.

L'energia ricevuta dall'osservatore per unità di angolo solido è pertanto data da:

\frac{d^2W}{d\Omega }=\int_{-\infty }^{\infty }\frac{d^2P}{d\Omega }dt=c\varepsilon _0\int_{-\infty }^{\infty }\left | R\vec{E}(t) \right |^2dt

Utilizzando la trasformata di Fourier per passare al dominio delle frequenze:

\frac{d^2W}{d\Omega }=2c\varepsilon _0\int_{0 }^{\infty }\left | R\vec{E}(w) \right |^2dw

si ottiene la distribuzione in frequenza della potenza ricevuta dall'osservatore:[8]

\frac{d^3W}{d\Omega dw }=2c\varepsilon _0R^2\left | \vec{E}(w) \right |^2=\frac{q^2}{4\pi\varepsilon_0 4\pi^2 c}\left | \int_{-\infty}^{\infty}\frac{\hat{n}\times\left [ \left ( \hat{n}-\vec{\beta } \right )\times\dot{\vec{\beta }} \right ]}{\left ( 1-\hat{n}\cdot \vec{\beta } \right )^2}e^{iw(t-\hat{n}\cdot\vec{r}(t)/c)}dt\right |^2

Tale calcolo richiede solitamente tempi relativamente lunghi.

Acceleratori di particelle[modifica | modifica sorgente]

Quando una particella elettricamente carica è accelerata, sia linearmente su un percorso in linea retta sia trasversalmente su una traiettoria curvilinea, emette radiazione elettromagnetica, in accordo con le leggi dell'elettromagnetismo.
Un sincrotrone può generare una ampia gamma di radiazioni dalle caratteristiche ben determinate. Solitamente l'emissione avviene nel campo dei raggi X.

La produzione e l'utilizzo della radiazione di sincrotrone avviene in un unico complesso, in cui un acceleratore di particelle, solitamente un sincrotrone, genera un fascio di particelle che viene fatto circolare in un anello di accumulo, nel quale avviene la generazione della luce di sincrotrone. La radiazione fuoriesce tangenzialmente rispetto all'anello e convogliata in apposite guide in forma di raggi. Queste linee possono iniziare in prossimità dei magneti di curvatura agli angoli oppure da appositi dispositivi di inserzione presenti nei tratti rettilinei del poligono che costituisce l'anello di accumulo. Lo spettro e l'energia dei raggi X ottenuta nei due modi sono differenti.

Le linee di trasporto dei raggi sono costituite da dispositivi ottici che controllano la banda passante, il flusso di fotoni, la sezione, la focalizzazione e la collimazione del fascio.
Possono essere presenti dispositivi quali fenditure, attenuatori, cristalli monocromatori e specchi. Gli specchi possono essere curvati o sagomati in forma toroidale per focalizzare il raggio. Spesso nelle applicazioni è infatti richiesto un flusso di fotoni molto concentrato in una piccola area. la configurazione della linea è comunque specifica per la destinazione d'uso.

Al termine della linea di conduzione è collocata la postazione sperimentale, dove per esempio i campioni da analizzare sono esposti al fascio e alcuni rivelatori misurano la diffrazione, lo scattering o l'emissione secondaria.

Dimensioni dell'apparato[modifica | modifica sorgente]

Negli anni in cui furono realizzati i primi acceleratori di particelle, la radiazione di sincrotrone veniva considerata un problema, in quanto sottraeva energia al fascio di particelle. Le caratteristiche della radiazione hanno tuttavia indotto i fisici a riconsiderarne l'importanza, fino a produrre macchine "dedicate" alla emissione di luce di sincrotrone.

Le caratteristiche che rendono la luce di sincrotrone interessante sono:

  • Larga banda spettrale di emissione, fino ai raggi X e γ
  • Accordabilità in frequenza
  • Elevata intensità
  • Elevata polarizzazione

Nello spettro largo dell'emissione di sincrotrone si definisce una frequenza critica ωc, posta vicino al picco di intensità, come visibile in figura, che è espressa dalla formula:

\omega_c = \frac{3}{2}\frac{c}{\rho}\left ( \frac{E}{m_0 c^2} \right )^3 = \frac{3}{2}\frac{c}{\rho}\gamma^3

Il valore di ωc dipende dal cubo dell'energia. È interessante quindi stilare una tabella che confronti le caratteristiche di acceleratori circolari di elettroni di dimensioni differenti:

Frequenze critiche per diversi tipi di acceleratori
tipo di macchina ρ(m) E (GeV) ωc (Hz) λc
Piccolo acceleratore (microtrone) 1 0.02 32*1012 60 μm
Sincrotrone tipico (Grenoble) 40 2 8*1017 2.5 nm
Grande acceleratore (CERN) 1000 100 4*1021 5*10−4nm

Economia[modifica | modifica sorgente]

La costruzione di ogni sincrotrone può costare da decine a centinaia di milioni di euro, a seconda della potenza, e le linee ottiche possono costare altri milioni di euro ciascuna, e ne sono installate venti o più per ogni impianto. Notevoli sono anche i costi di gestione.
Ne deriva che questi sistemi sono realizzati e mantenuti in genere dai governi delle nazioni più ricche, o da collaborazioni internazionali tra diversi stati (caso estremo è l'LHC del CERN) e sono a disposizione di università ed enti di ricerca.
Il prezioso tempo di utilizzo della macchina, in genere operativa 24 ore su 24, viene suddiviso in sessioni di lavoro tra i vari progetti di ricerca. Periodicamente l'impianto viene fermato per sessioni di manutenzione.

Impieghi[modifica | modifica sorgente]

La luce di sincrotrone ha le caratteristiche ideali per molti campi della ricerca e per diverse applicazioni industriali, in particolare:

  • minima lunghezza d'onda e quindi buona penetrazione attraverso la materia.
  • Alta concentrazione di energia, sintonizzabile e polarizzabile, ideale per essere focalizzata su piccole aree.

Alcuni campi di utilizzo sono:

Astronomia[modifica | modifica sorgente]

L'emissione di radiazioni da parte di alcuni corpi celesti (radiosorgenti) ha un livello energetico tale da richiedere, secondo le leggi di emissione di corpo nero, una temperatura inverosimile di miliardi di kelvin. Negli anni cinquanta fu proposta l'ipotesi dell'emissione di radiazione di sincrotrone, secondo cui degli elettroni viaggerebbero a velocità ultra relativistiche con fattore di Lorentz dell'ordine delle migliaia o superiore, all'interno di un intensissimo campo magnetico generato da un corpo celeste. L'elettrone in questo campo percorre un'orbita elicoidale, ed essendo soggetto ad accelerazione centripeta, emette radiazione, la cui lunghezza d'onda dipende dall'intensità del campo magnetico e dal vettore velocità della particella. A causa della continua rotazione a velocità prossime a quelle della luce e del conseguente fenomeno del beaming, l'emissione di un singolo elettrone osservato in una direzione può avvenire per brevissimo tempo (fino a decine di attosecondo). Lo spettro di emissione di una distribuzione di particelle che emettono per sincrotrone può spaziare dalle onde radio fino ai raggi gamma seguendo una distribuzione esponenziale, in funzione dell'intensità del campo magnetico e dalla densità di particelle nella regione in cui avviene il fenomeno.

Storia delle prime ricerche con radiazione di sincrotrone in Italia dagli anni sessanta agli ottanta del XX secolo[modifica | modifica sorgente]

Gli stati eccitati che appaiono negli spettri d’assorbimento atomici, quando l'energia del fotone assorbito è superiore del potenziale di ionizzazione dell’atomo, avevano attirato l'interesse di Fermi e dei suoi "ragazzi di via Panisperna" prima Ettore Majorana nel 1930 e poi Ugo Fano nel 1935 [9]. Quando l’energia del fotone è sufficiente per l’emissione del fotoelettrone nel continuo il coefficiente di assorbimento dovrebbe decrescere con l’energia del fotone in maniera regolare. Al contrario gli esperimenti mostrano picchi di assorbimento dovuti a stati eccitati quasi-legati o quasi-stazionari degeneri con il continuo. Questi stati finali detti risonanze devono avere un tempo di vita molto breve in quanto lo stato quasi-legato decade nel continuo. Mentre il decadimento dovrebbe essere irreversibile in meccanica classica Fano dimostrava nel 1935 che secondo la nuova meccanica quantistica il fenomeno era reversibile per un effetto quantistico eccezionale : l' interazione di configurazione di tra un canale di scattering aperto e uno chiuso. Queste risonanze erano chiamate a Roma "risonanze di forma" che tradotto in inglese diventa "shape resonances". Questo fenomeno a molti corpi dovrebbe apparire non solo nello spettro di assorbimento dell'elio allora misurato, ma anche negli spettri di assorbimento X degli altri elementi, ma purtroppo questo non si poteva verificare sperimentalmente poiché non erano disponibili negli anni '30 sorgenti di raggi X ad alta energia con uno spettro continuo. Ugo Fano era stato assistente di Fermi presso l’Università di Roma lavorando con Edoardo Amaldi in Fisica nucleare e aveva iniziato a occuparsi di biofisica. Obbligato da altri italiani a lasciare l’Università di Roma sbarcò a New York ma rifiutò l’invito di Fermi di occuparsi di fisica nucleare al convegno di Ann Harbor nel luglio del 1939. Continua negli USA le sue ricerche di fisica atomica e biofisica e negli anni '60 del XX secolo lavora presso il National Bureau of Standard (NBS). Qui si iniziano a usare, come sorgenti continue di ultravioletto lontano e raggi X, gli acceleratori di particelle infatti la radiazione di sincrotrone ha uno spettro continuo. Ugo Fano nel 1961 [10] rivede e sviluppa la sua teoria del 1935 e gli spettri di assorbimento atomici misurati ora con alta risoluzione al NBS confermano in dettaglio la teoria di Fano.

In quegli anni (nel 1958) in Italia vede la luce l'Elettrosincrotrone di Frascati da 1 GeV, presso i Laboratori Nazionali di Frascati del Comitato Nazionale per le Ricerche Nucleari (CNRN). Nel 1960 il CNRN diventa Comitato Nazionale per L'energia Nucleare (CNEN). Lo spettro continuo della radiazione di sincrotrone emessa dall'elettrosincrotrone viene misurata prima da Barbiellini et al. [11] e poi ripetuta da Balzarotti et al. nel 1970 [12].

Ugo Fano al National Bureau of Standard negli USA incontra e convince la Prof. Yvette Cauchois del "Institut Curie" di Parigi a sviluppare la spettroscopia X in Europa. Yvette Cauchois interagisce con Mario Ageno (un altro dei ragazzi di via Panisperna) direttore dei laboratori di fisica dell’ "Istituto Superiore di Sanità" (ISS) di Roma e inizia una collaborazione di scienziati francesi e italiani dei due istituti: C. Bonnelle, P. Jaeglé, P. Dhez, F. Combet Farnoux del Institut Curie e G. Missoni, M. Cremonese e G. Onori del ISS. La ricerca si orienta allo studio della sezione d'urto atomica per le transizioni dai livelli di core al continuo. In particolare sulle transizioni ritardate dal potenziale centrifugo ad alta energia di interesse per Ugo Fano in quegli anni. Il mono-cromatore a cristallo viene trasportato da Parigi a Frascati e si ottengono risultati pubblicabili malgrado le misure presso l'elettrosincrotrone, usato a tempo pieno per la fisica delle alte energie, si svolgono in parassitaggio e senza canali (“beam lines”) per la radiazione di sincrotrone tangenti all'anello in cui viaggiano gli elettroni a velocità relativistica. Gli spettri sono raccolti con rivelatori a lastre fotografiche poi lette con un densitometro. [13],[14],[15],[16],[17]. Fano cita questi lavori nel suo fondamentale lavoro di rassegna sulla spettroscopia X[18]. Nel 1971 i Laboratori Nazionali di Frascati con il sincrotrone passano sotto la gestione di un nuovo ente l’Istituto Nazionale per la Fisica Nucleare (INFN) e nel 1971 finisce la collaborazione tra ISS e Institut Curie. Il monocromatore X di Yvette Cauchois, rientra in Francia nella primavera del 1972. All’inizio del 1971 il sincrotrone non è più di interesse per la fisica delle alte energie infatti gli scienziati che studiano le particelle elementari si sono spostati a lavorare presso Adone. Il sincrotrone invece di essere smantellato viene riciclato come sorgente di luce di sincrotrone. Si forma un nuovo gruppo di ricerca "Solidi Roma" attivo tra il 1971 e il 1976 a Frascati. Si costruiscono le prime “beam lines” dedicate alla spettroscopia con radiazione di sincrotrone (nel range dall'ultravioletto da vuoto a quello dei raggi X molli (ovvero con fotoni di energia nell'intervallo 10-200 eV) presso l'elettrosincrotrone di Frascati. Negli anni ’70 il tema della ricerca con la radiazione di sincrotrone si è spostato dagli atomi ai solidi. Nasce il gruppo "Solidi Roma" di giovani scienziati che convergono presso i LNF interessati a sviluppare la nuova spettroscopia X dei solidi . Il gruppo è formato da Antonio Bianconi (proveniente dal laboratorio Euratom di Frascati e professore incaricato all'Università di Camerino) Emilio Burattini (proveniente dall'università dell'Aquila e borsista CNR) Adalberto Balzarotti (assistente presso l'Università di Roma e professore incaricato all'Università dell'Aquila) e Mario Piacentini (borsista dell'Università di Roma). Svolgono la tesi di laurea presso il gruppo "Solidi Roma" : 1) Giancarlo Strinati dell'Università di Roma per svolgere la sua tesi di Laurea in Fisica su un nuovop monocromatore per ultravioletto; Felice Rosito dell'Università di Camerino per la tesi sul progetto e realizzazione di un monocromatore X channel-cut che sarà costruito e poi utizzato per la linea EXAFS-XANES su Adone e Claudio Quaresima dell'Università di Roma. Il Prof. Edoardo Amaldi dell'Università di Roma, fondatore e dirigente dell'INFN, sostiene e promuove il progetto contribuendo ad esso con il distacco presso i LNF di un tecnico meccanico della Città degli Studi di Roma di altissimo livello: Azelio Mancini. Il Prof. Gianfranco Chiarotti e Franco Bassani sono i “mentors” del gruppo "solidi Roma", il monocromatore per l'ultravioletto da vuoto allestito nel laboratorio G15 dell'Istituto di Fisica dell'Università di Roma viene trasportato a Frascati. Il Prof. Italo Federico Quercia direttore dei LNF sostiene e promuove il progetto. Quercia mette a disposizione del progetto le competenze del gruppo macchina diretto da Bizzarri e i servizi tecnici dei LNF. Si aggrega al gruppo il dr. Roberto Habel dei LNF. Mario Ageno direttore dell'Istituto Superiore di Sanità (ISS) mette a disposizione il monocromatore per i raggi x-molli McPerson. Martino Grandolfo del ISS si aggrega al gruppo. Il gruppo "Solidi Roma" sviluppa collaborazioni internazionali. Il prof. Ugo Fano della Chicago University nei semestri estivi è ospite dei Laboratori Nazionali di Frascati e segue da vicino il lavoro sperimentale. Collabora al gruppo Solidi Roma il Prof. Andrzej Kisiel dell'Università di Crakovia in Polonia interessato alla fisica dei semiconduttori e al sistema Palladio-Idrogeno. L'anello dell'acceleratore viene modificato per inserire due "beam lines" di araldite costruite da Antonio Bianconi, Emilio Burattini e Roberto Habel, che le montano modificando le schermature del sincrotrone, i blocchi di cemento e i muretti di piombo, nell'agosto del 1972. Si utilizzano nuovi rivelatori elettronici "channeltrons", una nuova elettronica con "boxcar" e "lockin" per la raccolta dati. Nel mese di ottobre 1972 la “facilità” di radiazione di sincrotrone presso l'elettrosincrotrone di Frascati da 1 GeV inizia a essere operativa. I risultati ottenuti con l'elettrosincrotrone mostrano chiaramente gli effetti della struttura locale dei materiali sugli spettri di assorbimento dai livelli di core nei raggi x molli: il ruolo alla soglia LIII nei metalli della densità degli stati vuoti nella banda di conduzione all’energia di Fermi [19], il ruolo sotto la soglia X negli isolanti degli "eccitoni di core" [20] il ruolo delle oscillazioni EXAFS nel continuo [21]. Il problema aperto era l’interpretazione di picchi di assorbimento nel continuo molto intensi a decine di “electronvolt” sopra la soglia. Ugo Fano preferisce applicare la sua teoria al caso di spettri molecolari e i suoi studenti Dehmer e Dill a Chicago sviluppano la teoria dello “scattering” multiplo per la “shape resonance” alla soglia K di assorbimento della molecola di azoto [22]. A Frascati i forti picchi nel continuo a decine di eV sopra la soglia negli spettri di assorbimento X di materiali complessi (ossidi amorfi e cristallini, superfici, catalizzatori) vengono interpretati come "inner well resonances" ovvero risonanze di scattering multiplo o "shape resonances”. [20] Si raccolgono al sincrotrone di Frascati spettri dell’ossido di alluminio nelle più svariate forme di aggregazione : allumina amorfa e nelle forme cristalline alfa e gamma. Si mostra che nelle “inner well resonances” o risonanze di “scattering” multiplo o "shape resonances" il fotoelettrone nello stato stazionario quasi-legato è confinato in un “cluster” nanometrico. Questa interpretazione confermata da misure di spettri di gass molecolari, superfici, biomolecole, ossidi presso l’anello di accumulazione SPEAR alla facilità SSRL di Stanford nel 1976-1979, che sarà alla base della nascita nel 1980 della spettroscopia XANES [23].

Nel 1975 l'elettrosincrotrone di Frascati viene spento dopo un tentativo fallito di modificare l’anello in araldite in un anello ceramico.

Dopo la scoperta della particella J/Psi nel novembre 1974 Adone perde il suo "appealing" per i fisici delle particelle elementari che si spostano al CERN di Ginevra. L'anello di accumulazione Adone aveva visto la luce a Frascati nel 1967 ma le richieste per l'utilizzazione della sua radiazione di sincrotrone erano sempre state respinte per lasciare tempo solo alla fisica delle particelle elementari.

Nel 1974 viene proposto da A. Balzarotti, A. Bianconi, E. Burattini, e M. Piacentini un progetto nazionale CNR “Progetto per l'Utilizzazione della Luce di Sincrotrone” (PULS) presso Adone e chiedono a Franco Bassani di esserne il direttore. Essendo Edoardo Amaldi presidente del CNR il progetto è approvato e viene stipulata una convenzione tra il CNR e INFN per una “facility” nazionale di radiazione di sincrotrone aperta a tutta la comunità scientifica italiana a Frascati. Il progetto PULS del CNR inizia nel 1977 ma i membri del PULS lavorano presso gli anelli di accumulazioni oprativi aMedison in Wisconsin a Standord in California fino al 1980. Solo nel 1980 quando tutti i ricercatori di alte energie si sono spostati al CERN di Ginevra Adone viene riciclato per le ricerche di luce di sincrotrone. Il PULS utilizzerà Adone come sorgente di luce di sincrotrone per 13 anni dal 1980 al 1993. In questi anni si forma una comunità scientifica italiana che opera nel campo della radiazione di sincrotrone. Si raggiungono punte di eccellenza internazionale nella spettroscopia XANES, nome inventato da Antonio Bianconi per indicare gli spettri dovuti a risonanze di “scattering multiplo” del fotoelettrone[23], è usato nel primo articolo di luce di sincrotrone prodotto da Adone[24]. Con i lavori presso Adone la spettroscopia XANES cresce e si sviluppa come un nuovo metodo sperimentale della Biofisica per lo studio della relazione tra funzione biologica delle metalloproteine e la struttura atomica del sito attivo.

Presso Adone convergono da tutta Italia e dall'estero ricercatori di molte e svariate discipline : dalla fisica delle superfici alla medicina, dalla chimica e la biologia all'ingegneria. Adone produce centinaia di lavori scientifici su riviste internazionali di cui ricordiamo solo due tra i primi risultati sperimentali ottenuti nel 1980 [25],[26],e gli ultimi due lavori ottenuti nel 1993 usando come sorgente il “wiggler” [27],[28]

Un film "Una Notte con Adone" con la regia di Piera Mattei e Luigi Di Gianni della Superstripes Press è stato girato nel 1981 presso Adone con attori presi tra i ricercatori e tecnici. Il film fu presentato all’esposizione "Cinque miliardi di anni. Ipotesi per un Museo della Scienza" tenuta al Palazzo delle Esposizioni in via Nazionale a Roma nel 1981. Il film documenta come lavoravano in quel particolare momento i ricercatori di biofisica che applicavano la nuova spettroscopia XANES allo studio delle proteine del calcio e fisici dello stato solido che applicavano la spettroscopia di fotoemissione alla scienza delle superfici.

References[modifica | modifica sorgente]

  • (EN) John D Jackson, Classical Electrodynamics, 3rd Edition, Wiley, 1999. ISBN 0-471-30932-X.
  1. ^ Jackson, op. cit., Pag. 662
  2. ^ Jackson, op. cit., Pag. 663
  3. ^ Jackson, op. cit., Pag. 664
  4. ^ Jackson, op. cit., Pag. 668
  5. ^ Jackson, op. cit., Pag. 666
  6. ^ Jackson, op. cit., Pag. 670
  7. ^ Jackson, op. cit., Pag. 671
  8. ^ Jackson, op. cit., Pag. 675
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Voci correlate[modifica | modifica sorgente]