RADIASI GELOMBANG ELEKTROMAGNET

1. Radiasi Elektromagnet1.1 Radiasi Dipol

Gelombang elektromagnetik dalam ruang hampa merambat keluar "hingga

tak terbatas," membawa energi dengannya, tanda dari radiasi ini aliran ireversibel

energi jauh dari sumber. Sepanjang bab ini diasumsikan sumber terlokalisir di

dekat asal. Bayangkan kulit bola raksasa, ke arah luar pada radius r (Gambar 1),

daya total ke arah luar di permukaan ini adalah integral dari vektor Poynting:

P (r )=∮ S .d a= 1μ0∮ ( ExB ) . d a (1)

Daya radiasi adalah batas dari kuantitas ini sebagai r menuju tak hingga batasnya:

Prad ≡ limr → ∞

P (r ) (2)

Ini adalah energi (per satuan waktu) yang diangkut keluar hingga tak terbatas, dan

tidak pernah kembali. Sekarang, Area bola adalah 4πr2, sejauh radiasi terjadi

vektor Poynting harus menurun (pada besar r) tidak lebih cepat dari 1/r2 (jika

bergerak 1/r3, misalnya, maka P (r) akan pergi l/r, dan Prad akan menjadi nol).

Menurut hukum Coulomb, medan elektrostatik jatuh seperti 1/r2 (atau bahkan

lebih cepat, jika muatan total nol), dan hukum Biot-Savart mengatakan bahwa

medan magnetostatic pergi seperti 1/r2 (atau lebih cepat), yang berarti bahwa

S~1/r4, untuk statis konfigurasi. Jadi sumber statis tidak memancarkan. Tapi

persamaan Jefimenko ini

c2=1/ μ0 ε 0

dan

1

menunjukkan bahwa medan tergantung waktu memasukkan istilah (melibatkan

ρ dan J ) yang bergerak sejauh l/r, itu adalah istilah-istilah yang bertanggung jawab

untuk radiasi elektromagnetik.

Studi tentang radiasi, maka, melibatkan pemilihan bagian luar dari E dan B yang

pergi seperti 1/r di jarak yang cukup jauh dari sumber, konsep 1/r2 dalam S,

mengintegrasikan lebih sebuah permukaan bola besar, dengan batas r→∞. Saya

akan melaksanakan prosedur ini pertama untuk dipol listrik dan magnetic

berosilasi, kemudian, dalam Sect.1.2, kita akan meninjau yang lebih sulit, kasus

radiasi dari muatan titik yang dipercepat.

Gambar 2.1 permukaan bola raksasa, dari titik sumber ke arah luar pada radius r

1.2 Radiasi Dipol Listrik

Gambar 2.2, bola logam kecil dipisahkan oleh jarak d dan dihubungkan oleh

sebuah kawat halus, pada waktu t muatan di atas bola adalah q (t), dan muatan di

bawah bola adalah -q (t). Misalkan kita menggerakkan muatan bolak-balik melalui

kawat, dari ujung yang satu ke ujung lainnya, dengan frekuensi sudut ω:

q (t )=q0 cos (ωt) (3)

Osilator sebuah dipole listrik menghasilkan:

p (t )=p0 cos(ωt) z (4)

Dimana:

p0=q0 d,

nilai maksimum momen dipole

2

Gambar 2.2 bola logam kecil dipisahkan oleh jarak d dan dihubungkan oleh sebuah kawat halus

Potensial memperlambat pers.

Menjadi:

dimana hukum cosines:

sekarang buat fisis dipole dalam sebuah dipole sempurna, kita separasi jarak

menjadi sangat kecil.

Aproximasi 1 : r ≪d

Tentu saja jika d nol tidak ada potensial,apa yang kita inginkan adalah sebuah

ruang dengan urutan pertama dalam d. jadi:

Diikuti:

3

(5)

(6)

(7)

(8)

dan

Dalam limit dipole sempurna yang kita miliki, lebih lanjut,

Aproksimasi 2 d ≪ cω

(gelombang dengan frekuensi ω, panjang gelombang λ=2 πc /ω, kuantitas ini

dengan sarat d ≪ λ. Ini dibawah kondisi

Tempatkan pers.9 dan 11 ke dalam pers.5, kita dapatkan potensial sebuah osilasi

dipole sempurna:

Dengan limit statis ω→0

sekarang, kita tertarik di bidang yang bertahan pada jarak yang cukup jauh dari

sumber, yang disebut zona radiasi:

aproksimasi 3 r ≫ cω

(atau dalam panjang gelombang, r ≫ λ) daerah potensial reduksi:

Sementara itu, potensial vektor ditentukan oleh arus yang mengalir dalam kawat:

4

(9)

(10)

(11)

(12)

(13)

(14)

(15)

Mengacu pada Gambar 2.3,

Karena integrasi itu sendiri memperkenalkan faktor d, untuk urutan pertama, kita

bisa menggantikan integrasi oleh nilainya di pusat:

(Perhatikan bahwa sementara I implisit digunakan aproksimasi 1 dan 2, dalam

urutan pertama tetap d, pers.17 bukan persoalan untuk aproksimasi 3.)

Gambar 2.3

Dari potensial, ini adalah masalah sederhana untuk menghitung medan.

(I menjatuhkan istilah pertama dan terakhir, sesuai dengan aproksimasi 3.)

Demikian juga,

Dan oleh karena itu

5

(16)

(17)

Sementara itu

Eliminasi aproksimasi 3, sehingga

Persamaan 18 dan 19 merupakan gelombang monokromatik frekuensi ω

bepergian di arah radial dengan kecepatan cahaya. E dan B berada dalam fase,

saling tegak lurus, dan melintang, rasio amplitudo mereka adalah Eo/Bo = c.

Semua yang justru apa yang kita berharap untuk gelombang elektromagnetik di

ruang bebas. (Ini sebenarnya gelombang bola, tidak Pesawat gelombang, dan

amplitudo mereka berkurang seperti 1/r saat mereka kemajuan. Tapi untuk r besar,

mereka kira-kira pesawat di atas wilayah kecil - seperti permukaan bumi cukup

datar, secara lokal.) Energi dipancarkan oleh dipol listrik berosilasi ditentukan

oleh Poynting tersebut vektor:

Intensitas diperoleh dengan rata-rata (dalam waktu) selama siklus lengkap:

Perhatikan bahwa tidak ada radiasi sepanjang sumbu dipol (di sini sin 0 = 0);

profil intensitas mengambil bentuk donat, dengan maksimum pada bidang ekuator

(Gambar 2.4). Daya total radiasi yang ditemukan oleh mengintegrasikan (S) atas

bola berjari-jari r.

6

(18)

(19)

(20)

(21)

Gambar 2.4 Profil intensitas mengambil bentuk donat, dengan maksimum pada bidang ekuator

Hal ini tergantung pada jari-jari bola, sebagai salah satu harapkan dari konservasi

energi (dengan aproksimasi 3 kami mengantisipasi batas r → ∞).

Contoh 1

Ketergantungan frekuensi tajam dari rumus daya, dengan catatan untuk kebiruan

langit. Sinar matahari melewati atmosfer merangsang atom berosilasi sebagai

dipol kecil. Radiasi insiden surya mencakup berbagai frekuensi (cahaya putih),

tetapi energi yang diserap dan reradiated oleh dipol atmosfer yang kuat pada

frekuensi yang lebih tinggi karena ω dalam Pers. 22. Hal ini lebih intens di biru,

daripada di merah. Ini adalah cahaya reradiated yang Anda lihat ketika Anda

melihat di langit - kecuali, tentu saja, Anda menatap langsung ke matahari.

Karena gelombang elektromagnetik transversal, dipol berosilasi dalam lintasan

ortogonal terhadap sinar matahari. Dalam arc tegak lurus langit terhadap sinar, di

mana kebiruan yang paling menonjol, dipol osilasi sepanjang garis pandang

mengirim radiasi tidak ada pengamat (karena sin θ dalam persamaan 21.), Cahaya

yang diterima di sudut ini karena terpolarisasi tegak lurus terhadap sinar matahari

(Gambar 2.5).

7

(22)

Gambar 2.5 Cahaya yang diterima di sudut ini karena terpolarisasi tegak lurus terhadap sinar matahari

Kemerahan matahari terbenam adalah sisi lain dari mata uang yang sama: Sinar

matahari datang pada garis singgung ke Permukaan bumi harus melewati

bentangan lebih panjang dari atmosfer daripada sinar matahari yang datang dari

overhead (Gambar 6). Dengan demikian, sebagian besar biru telah dihapus oleh

hamburan dan apa yang tersisa adalah merah.

Gambar 2.6 pemantulan kemerahan sinar matahari

1.3 Radiasi Dipole Magnetik

Misalkan sekarang kita memiliki loop kawat jari-jari b (Gambar 2.7), sekitar kita

mengalir arus arus bolak-balik:

8

(23)

Gambar 2.7 loop kawat jari-jari b

Model untuk osilasi dipole magnetic:

Dimana

Adalah nilai maksimum momen dipol magnet.

Loop tidak berisi sehingga potensial scalar menjadi nol. Perlambatan potensial

scalar adalah

Untuk r titik tepat di atas sumbu x (Gambar 8), A harus bertujuan ke arah y,

karena komponen x dari titik ditempatkan secara simetris di kedua sisi sumbu x

akan membatalkan.

Demikian

cos ϕ 'bergiliran memilih y dari d l'. Hukum cosines:

Ψ =sudut antara vector r dan b.

9

(24)

(25)

(26)

Sehingga:

Sebelumnya kita sudah berasumsi ukuran dipole sangat kecil disbanding panjang

gelombang.

Dalam ruang:

Masukkan pers.30 dan 32 ke pers 27:

Pertama integrasikan pada nol.

10

(28)

(29)Aproksimasi 1

(30)

(31)Aproksimasi 2

(32)

Kedua meliputi integral cosines kuadrat.

Menempatkan ini, dan mencatat bahwa A secara umum sebuah titik dalam arah ϕ ',

kesimpulannya bahwa vektor potensial dipol magnet berosilasi sempurna adalah

Dalam batas statis (w = 0) kita memulihkan rumus akrab untuk potensi magnetik

dipol :

Dalam zona radiasi:

Ungkapan pertama dalam A dapat ditiadakan:

Dari A dihasilkan medan dengan r yang besar:

Dan

(Saya menggunakan aproksimasi 3 dalam menghitung B.) Bidang ini berada

dalam fase saling tegak lurus, dan melintang terhadap arah propagasi (r), dan

rasio amplitudo Eo/Bo = c, yang semuanya seperti yang diharapkan untuk

gelombang elektromagnetik. Pada kenyataannya mereka sangat mirip dengan

struktur bidang dipol listrik berosilasi (pers. 18 dan 19), hanya saja waktu ini

adalah B dalam arah θ dan E dalam arah ϕ Sedangkan untuk dipol listrik itu

adalah sebaliknya. Fluks energi untuk radiasi dipol magnetik adalah:

11

(33)

(34)Aproksimasi 3

(35)

(36)

(37)

Intensitas adalah:

Dan total daya radiasi adalah:

Sekali lagi, profil intensitas memiliki bentuk donat (Gambar 4), dan daya yang

dipancarkan berjalan seperti ω4. salah satu perbedaan penting antara radiasi dipol

listrik dan magnetik: Untuk konfigurasi dengan dimensi sebanding, daya terpancar

elektrik yang sangat besar. Membandingkan Pers. 22 dan 40,

Ingat:

dan

Amplitude arus dalam ruang listrik:

Tapi ωb/c kuantitas yang tepat kita asumsikan sangat kecil (aproksimasi 2), dan di

sini tampaknya kuadrat. Biasanya, kemudian, salah satu harus mengharapkan

radiasi dipol listrik untuk mendominasi. Hanya ketika sistem ini dengan hati-hati

buat untuk mengecualikan kontribusi listrik (seperti dalam kasus hanya berlaku

dalam ruang) akan radiasi dipol magnetik menampakkan dirinya.

1.4 Radiasi Dari Sumber Berbeda

12

(38)

(39)

(40)

(41)

(42)

Diatur untuk pembandingan:

Pada bagian sebelumnya kita mempelajari radiasi yang dihasilkan oleh dua sistem

yang spesifik: berosilasi dipol listrik dan magnetik berosilasi dipol. Sekarang saya

ingin menerapkan prosedur yang sama untuk konfigurasi muatan dan arus yang

sepenuhnya berbeda-beda, kecuali bahwa itu lokal dalam beberapa volume

terbatas dekat asal (Gbr. 2.8). Potensi skalar terbelakang adalah

Gambar 2.8 Radiasi Dari Sumber BerbedaDimana:

(Sebenarnya, r' adalah variabel integrasi, aproksimasi 1 berarti bahwa nilai

maksimum dari r', kisaran akhir sumber, jauh lebih kecil dari r) Pada asumsi ini.,

Memperluas ρ sebagai deret Taylor di t tentang waktu lambat di asal,

kita punya:

13

(43)

(44)

(45)Aproksimasi 1

(46)

(47)

sehingga

dan

(48)

di mana titik menandakan diferensiasi terhadap waktu. Selanjutnya istilah dalam

seri akan menjadi

kita dapat memberikan ungkapan

Untuk sistem osilasi masing-masing rasio adalah c/ω, dan kami memulihkan

aproksimasi lama 2. Dalam kasus umum itu lebih sulit untuk menafsirkan

Persamaan. 50, tetapi sebagai perkiraan masalah procedural aproksimasi 1 dan 2

berjumlah hanya untuk menjaga ungkapan pertama dalam r'. Menempatkan Pers.

47 dan 49 ke rumus V (Persamaan 43), dan sekali lagi membuang istilah urutan

kedua:

Integral pertama adalah hanya jumlah yang dibebankan, Q, pada waktu. Karena

muatan adalah kekal.Namun, Q sebenarnya independen waktu. Dua lainnya

integral mewakili momen dipol listrik pada waktu. Dengan demikian

Dalam kasus statis, dua suku pertama adalah monopole dan kontribusi dipol ke

multipole ekspansi untuk V, istilah ketiga, tentu saja, tidak akan hadir. Sementara

itu, potensi vektor

Seperti yang akan Anda lihat sebentar lagi, untuk ungkapan pertama di r' itu sudah

cukup untuk menggantikan, r dalam integral:

14

(49)

(50)aproksimasi 2

(51)

(52)

(53)

Menurut Prob. 5,7, integral dari J adalah turunan waktu dari momen dipol,

sehingga

Sekarang Anda melihat mengapa hal itu tidak perlu untuk membawa perkiraan ,

melampaui nol tersebut ungkapan ≅ r , p sudah urutan pertama di r', dan setiap

perbaikan akan menjadi koreksi urutan kedua.

Selanjutnya kita harus menghitung ladang. Sekali lagi, kami tertarik dalam zona

radiasi (yaitu, dalam bidang yang bertahan pada jarak yang cukup jauh dari

sumber), jadi kita tetap hanya istilah yang pergi seperti l / r:

Untuk intensitas medan coulomb:

berasal dari istilah pertama dalam Pers. 51, tidak berkontribusi terhadap radiasi

elektromagnetik. Bahkan, radiasi berasal sepenuhnya dari istilah di mana kita

membedakan argument t0. Dari Persamaan.48 dapat dikatakan bahwa:

Dan karenanya:

Sama juga dengan:

saat

Sehingga:

15

(54)

(55)Aproksimasi 3

(56)

Dimana:

Secara khusus, jika kita menggunakan koordinat polar bola, dengan sumbu z ke

arah maka:

Vector pointing adalah:

Dan total daya radiasi adalah:

Dengan catatan E dan B saling tegak lurus, melintang terhadap arah propagasi (r),

Dan rasio E / B = c, selalu untuk medan radiasi.

muatan adalah kekal, sebuah monopol listrik tidak memancarkan - jika muatan

tidak kekal, istilah pertama di Persamaan. 51 akan terbaca:

Dan didapatkan medan monopol proporsional untuk 1/r:

2. Muatan Titik

2.1 Daya Radiasi Oleh Muatan Titik

Dalam Bab sebelumnya telah dibahas muatan q muatan titik dalam gerak berubah-berubah:

16

adalah evaluasi dari t0=t-r/c dan:

(57)

(58)

(59)

(60)

(61)

Dimana: u=c❑−v , dan:

Istilah pertama dalam Pers. 61 disebut medan kecepatan, dan yang kedua (dengan

tiga cross-produk) disebut bidang percepatan.

Vektor Poynting adalah

Namun, tidak semua fluks energi merupakan radiasi, beberapa di antaranya adalah

energi hanya bidang terbawa oleh partikel ketika bergerak. Energi yang

dipancarkan adalah hal-hal yang, pada dasarnya, melepaskan diri dari muatan itu

dan merambat ke arah tak terbatas. (Ini seperti lalat berkembang biak pada truk

sampah: Beberapa dari mereka berkisar sekitar truk karena membuat putaran nya,

yang lainnya terbang jauh dan tidak pernah kembali). Untuk menghitung daya

total yang diradiasikan oleh partikel pada tr waktu., kita menggambar bola besar

jari-jari, (Gambar 2.9), berpusat di posisi partikel (pada saat tr), waktu interval

yang sesuai

untuk radiasi untuk mencapai bola, dan pada saat itu mengintegrasikan vektor

Poynting lebih permukaan. Saya telah menggunakan tr notasi karena, pada

kenyataannya, ini adalah waktu yang memperlambat untuk semua titik pada bola

pada waktu t.

Sekarang, daerah bola sebanding dengan ❑2, sehingga setiap istilah dalam S yang

berjalan sejauh:

1

❑2 , akan menghasilkan jawaban yang terbatas, namun istilah-istilah seperti 1

❑3

atau 1

❑4 tida akan memberikan kontribusi apa-apa dalam batas , →∞. Untuk

alasan ini hanya bidang percepatan merupakan radiasi yang benar (sehingga

mereka nama lainnya, medan radiasi):

17

(62)

(63)

(64)

Gambar 2.9 bola dengan jari-jari r

medan kecepatan membawa energi, untuk memastikan, dan sebagai muatan

bergerak energi ini diseret - tapi itu bukan radiasi. (Ini seperti lalat yang tinggal

dengan track sampah.) Sekarang Erad tegak lurus terhadap,❑Sehingga ungkapan

kedua dalam Pers. 64 hilang:

Jika muatan yang seketika saat istirahat (pada waktu tr), maka u=c❑, dan

Dalam ruang:

di mana θ adalah sudut antara ❑ dan a. Tidak ada daya yang terpancar dalam

maju atau mundur arah - lebih tepatnya, itu dipancarkan dalam donat tentang arah

percepatan sesaat (Gbr. 2.10).

Gambar 2.10 arah percepatan sesaat

Total daya radiasi secara jelas:

atau

18

(65)

(66)

(68)

(67)

(69)

Ini, sekali lagi, adalah rumus Larmor, yang kita diperoleh sebelumnya oleh rute

lain (Persamaan 60). Meskipun saya berasal mereka pada asumsi bahwa v = 0,

Pers. 68 dan 69 sebenarnya terus untuk pendekatan baik selama v << c. Sebuah

pengobatan yang tepat dari kasus v ≠ 0 adalah lebih sulit, baik untuk alasan yang

jelas bahwa Erad lebih rumit, dan juga untuk lebih halus alasan bahwa Srad,

tingkat di mana energi melewati bola, bukan sama seperti tingkat di mana energi

meninggalkan partikel. Misalkan seseorang menembakkan aliran peluru keluar

jendela mobil yang bergerak (Gambar 2.11). Tingkat Nt di mana pemogokan

peluru target stasioner tidak sama dengan Ng tingkat di mana mereka

meninggalkan pistol, karena gerak mobil. Bahkan, Anda dapat dengan mudah

memeriksa bahwa Ng = (1 - v / c) Nt, jika mobil bergerak menuju target, dan

Gambar 2.11 pembakkan aliran peluru keluar jendela mobil yang bergerak

pers sebelumnya dalam ekspresi ∂ tr

∂ t, tapi

Yang mana rasio Ng ke Nt, murni faktor geometris (sama seperti di Efek Doppler).

Kekuatan dipancarkan oleh partikel ke dalam patch daerah,

❑2=sin θ dθdΦ=❑2 dΩ , pada bola karena itu diberikan oleh

19

(70)

dimana dΩ=sinθ dθdΦ adalah sudut yang solid di mana kekuatan ini

dipancarkan. Mengintegrasikan lebih θ dan Φ untuk mendapatkan daya total

radiasi, dan untuk sekali saya hanya akan mengutip

jawabannya:

di mana γ=√1−v2/c2Ini adalah generalisasi Lienard dari rumus Larmor (untuk

yang mengurangi ketika v << c). Faktor γ berarti bahwa radiasi meningkatkan

daya sangat sebagai kecepatan partikel mendekati kecepatan cahaya.

2.2 Reaksi Radiasi

Menurut hukum elektrodinamika klasik, percepatan memancarkan muatan.

Radiasi ini membawa energy yang salah, yang harus datang dengan

mengorbankan energi kinetik partikel.

Di bawah pengaruh kekuatan tertentu, mempercepat partikel bermuatan kurang

dari netral salah satu dari massa yang sama. Radiasi jelas memberikan gaya (Frad)

kembali pada muatan - kekuatan mundur, bukan seperti itu dari peluru pada pistol.

Pada bagian ini kita akan memperoleh radiasi gaya reaksi dari konservasi energi.

Kemudian pada bagian berikutnya saya akan menunjukkan.

Untuk partikel nonrelativistik (v << c) daya total radiasi yang diberikan oleh

formula Larmor (Persamaan 69):

Konservasi energi menunjukkan bahwa ini juga merupakan tingkat di mana

partikel kehilangan energi, di bawah pengaruh reaksi radiasi kekuatan Frad:

20

(71)

(72)

(73)

(74)

Energi yang hilang oleh partikel dalam interval waktu tertentu, maka, harus sama

energy terbawa oleh radiasi ditambah apa pun ekstra energi telah dipompa ke

kecepatan medan. Pers. 74, berlaku pada rata-rata:

dengan ketentuan bahwa keadaan dari sistem identik di tl dan t2. Dalam kasus

periodic gerak, misalnya, kita harus mengintegrasikan lebih dari jumlah integral

dari siklus penuh.

Persamaan 76 adalah formula Abraham-lorentz untuk radiasi reaksi.

2.3 Dasar Fisis Reaksi Radiasi

Secara umum, gaya elektromagnetik dari satu bagian (A) pada bagian lain (B)

tidak sama dan berlawanan dengan kekuatan B pada A (Gambar 2.12). Jika

distribusi dibagi menjadi potongan-potongan sangat kecil, dan ketidakseimbangan

yang ditambahkan untuk semua pasangan tersebut, hasilnya adalah gaya total

biaya pada itu sendiri. Gaya yang dihasilkan dari pemecahan hukum ketiga

Newton dalam struktur partikel, yang bertanggung jawab atas reaksi radiasi.

Lorentz awalnya dihitung diri gaya-elektromagnetik menggunakan distribusi

muatan bola , yang tampaknya masuk akal tapi membuat matematika agak rumit.

Gambar 2.12 dan 2.13

21

(75)

(76)

22

(77)

(78)

(79)

(80)

(81)

(82)

3. Aplikasi Radiasi Gelombang Elektromagnetik

Radiasi electromagnetic terdiri atas berbagai macam jenis. Kumpulan dari

berbagai macam jenis radiasi elektromagnetik ini membentuk spectrum

elektromagnetik. Radiasi elektromagnetik dikelompokkanberdasarkan frekuensi

atau panjang gelombangnya. Jika dibuat daftar radiasi elektromagnetik dengan

urutan dari frekuensi rendah (panjang gelombang tinggi) ke frekuensi tinggi

(panjang gelombang pendek) maka diperoleh kelompok radiasi elektromagnetik

yaitu, gelombang radio, gelombang tv, gelombang radar, sinar inframerah, cahaya

tampak, sinar ultraviolet, sinar-x dan sinar gamma.

Dari sekian banyak radiasi elektromagnetik tersebut hanya sinar-x dan sinar

gamma yang merupakan radiasi pengion (radiasi yang dapat mengionisasi atom-

atom atau materi yang dilaluinya sehingga terbentuk pasangan ion positif dan ion

negative pada materi yang dilaluinya) sedangkan selebihnya adalah radiasi bukan

pengion. Perbedaan antara sinar-x dan sinar gamma salah satunya terletak pada

frekuensi dan panjang gelombangnya.

3.1 sinar-x

23

Radiasi sinar-X merupakan suatu gelombang elektromagnetik dengan

gelombang pendek. Sinar-X ditemukan oleh Wilhelm Conrad Rontgen seorang

berkebangsaan Jerman pada tahun 1895. Penemuanya diilhami dari hasil

percobaan percobaan sebelumnya antara lain dari J.J Thomson mengenai tabung

katoda dan Heinrich Hertz tentang foto listrik. Kedua percobaan tersebut

mengamati gerak elektronyang keluar dari katoda menuju ke anoda yang berada

dalam tabung kaca yang hampa udara.

Pembangkit sinar-X berupa tabung hampa udara yang di dalamnya terdapat

filamen yang juga sebagai katoda dan terdapat komponen anoda. Jika filamen

dipanaskan maka akan keluar elektron dan apabila antara katoda dan anoda diberi

beda potensial yang tinggi, elektron akan dipercepat menuju ke anoda. Dengan

percepatan elektron tersebut maka akan terjadi tumbukan tak kenyal sempurna

antara elektron dengan anoda, akibatnya terjadi pancaran radiasi sinar-X.

Pemanfaatan sinar-X di bidang kedokteran nuklir merupakan salah satu cara

untuk meningkatkan kesehatan masyarakat. Aplikasi ini telah cukup beragam

mulai dari radiasi untuk diagnostic, pemeriksaan sinar-X gigi dan penggunaan

radiasi sinar-X untuk terapi. Radioterapi adalah suatu pengobatan yang

menggunakan sinar pengion yang banyak dipakai untuk menangani penyakit

kanker. Alat diagnosis yang banyak digunakan di daerah adalah pesawat sinar-X

(photo Rontgen) yang berfungsi untuk photo thorax, tulang tangan,kaki dan organ

tubuh yang lainnya. Alat terapi banyak terdapat di rumah sakit-rumah sakit

perkotaan karena membutuhkan daya listrik yang cukup besar. Di negara maju,

fasilitas kesehatan yang menggunakan radiasi sinar-X telah sangat umum dan

sering digunakan.

Radiasi di bidang kedokteran membawa manfaat yang cukup nyata bagi

yang menggunakannya. Dengan radiasi suatu penyakit atau kelainan organ tubuh

dapat lebih awal dan lebih teliti dideteksi, sementara terapi dengan radiasi dapat

lebih memperpanjang usia penderita kanker atau tumor.

3.2 Dasar Percobaan Sinar-X

Peristiwa terjadinya sinar-X diawali dari percobaan Heinrich Hertz pada tahun

1887 dengan menggunakan tabung hampa yang berisi katoda dan anoda. Katoda

24

dan anoda dihubungkan dengan sumber listrik E. Pada tegangan, E, yang rendah

tidak ada arus elektron dari katoda ke anoda yang dapat dilihat dari galvanometer.

Pada saat katoda disinari gelombang pendek elektromagnetik ternyata dari katoda

keluar elektron menuju anoda yang diamati dari galvanometer. Arus yang terbaca

di Galvanometer adalah arus yang sangat kecil dalam order mikro ampere.

Peristiwa di atas disebut dengan efek foto listrik. Kecuali disinari dengan

gelombang pendek elektron dapat keluar dari katoda dengan cara dipanaskan

sehingga terjadi emisi thermis. Jadi dengan cara dipanaskan atau diberi

gelombang pendek elektromagnetik katoda dapat memancarkan elektron lebih

banyak. Makin pendek gelombang elektromagnetik yang menumbuk katoda,

maka makin besar arus yang mengalir dan sebaliknya makin panjang

gelombangnya, makin kecil arus yang terbaca di galvanometer. Hal demikian

dapat dipahami karena bila gelombang elektromagnetik panjang gelombangnya

makin pendek berarti frekuensinya makin besar dan energinya juga makin besar.

Gambar 3.1menunjukkan alat foto listrik.

Gambar 3.1. Alat Foto Listrik

Karakteristik gelombang elektromagnetik ditentukan oleh panjang gelombang,

frekuensi, dan kecepatan. Kecepatan rambat gelombang elektromagnetik di udara

untuk semua panjang gelombang adalah sama yaitu sama dengan kecepatan dalam

ruang hampa c = 2,998 x 108 m/s.

c = υ × λ dengan : c : Kecepatan rambat dalam hampa (cm/det) υ : Frekuensi gelombang (cycle/det)

25

λ : Panjang gelombang, (cm)

Pemancaran energi radiasi elektromagnetik oleh sumbernya tidak berlangsung

secara kontinyu melainkan secara terputus-putus (diskrit), sehingga berupa paket

yang harganya tertentu yang disebut dengan kuanta/foton. Besar energi kuanta

tergantung pada frekuensi gelombang.

E =h ×υ dengan : E : Energi foton, (eV) h : Tetapan Max Plank, (Joule/det) υ : Frekuensi gelombang, (cycle/det)

3.3 Berkas Sinar-X Dan Pembentukan Citra

Berkas sinar-X dalam penyebaranya dari sumber melalui suatu garis yang

menyebar ke segala arah kecuali dihentikan oleh bahan penyerap sinar-X.. Oleh

karena itu, tabung sinar-X ditutup dalam suatu rumah tabung logam yang mampu

menghentikan sebagian besar radiasi sinar-X, hanya sinar-X yang berguna

dibiarkan keluar dari tabung melalui sebuah jendela/window. Sinar-X adalah

fotonfoton yang mempunyai energi tinggi, karena elektron memancarkan energi

maka energi kinetik elektron akan berkurang dan akhirnya akan kehilangan

seluruh energi kinetiknya. Energi foton maksimum atau panjang gelombang

minimum dapat ditulis dengan persamaan berikut:

Jadi dalam proses ini akan terjadi spectrum kontinyu, spektrum tersebut

mempunyai frekuensi cut off (batasan) atau panjang gelombang cut off yang

tergantung pada potensial percepatan. Elektron-elektron yang ditembakan akan

mengeksitasi elektron dalam atom target. Jika elektron yang ditembakkan cukup

26

besar energinya maka akan mampu melepaskan elektron target dari kulitnya.

Kemudian kekosongan kulit yang ditinggalkan elektron akan diisi oleh elektron

yang lebih luar dengan memancarkan radiasi. Transisi ini akan menyebabkan

sederet baris (garis-garis) spectrum yang dalam notasi sinarX disebut garis-garis

Kα, Kβ, Kγ dan seterusnya.

Pada sistem pencitraan sinar-X diperlukan tegangan tinggi, dengan tujuan

agar dapat dihasilkan berkas sinar-X. Untuk itu rangkaian listriknya dirancang

sedemikian rupa sehingga tegangan tingginya dapat diatur dengan rentang yang

besar yaitu antara 30 kV sampai 100 kV. Jika kVnya rendah maka sinarX

memiliki gelombang yang panjang sehingga akan mudah diserap oleh atom dari

targed (anoda), kemudian disebut sebagai soft x-ray.

Radiasi yang dihasilkan dengan pengaturan tegangan yang cukup tinggi

maka akan dihasilkan sinar-X dengan daya tembus yang besar dan panjang

gelombang yang pendek. Sinar-X merupakan gelombang elektromagnetik yang

dapat menembus suatu bahan, tetapi hanya sinar-X yang mempunyai energi yang

tinggi yang dapat menembus bahan yang dilaluinya, selain itu akan diserap oleh

bahan tersebut. Sinar-X yang mampu menembus bahan itulah yang akan

membentuk gambar atau bayangan.

27

Daftar Pustaka

Akhadi, Muklis. 2000. Dasar-Dasar Proteksi Radiasi. Rineka Cipta. Jakarta

Akhadi, Mukhlis. 2001. Napak Tilas 106 Tahun Perjalanan Sinar-X. PKRBN-BATAN, Jakarta.

Badri, Cholid. 1998. Aspek Pemeliharaan Sarana Radiasi. Instalasi Radioterapi RS.Dr. Cipto Mangunkusumo, Jakarta.

Bambang, Sw. 1986. Fisika Atom. Karunika. Jakarta

Griffit, J. David and College, Read. 1999. Introduction to Electrodynamics. 3rded. Prentice Hall. Upper Saddle River, New Jersey.

Jauhari, Arif. 2008. Berkas Sinar-X dan Pembentukan gambar pada Pesawat sinar-X. Puskaradim, Jakarta.

Suyatno, Ferry. Aplikasi radiasi sinar-x di bidang kedokteran untuk Menunjang kesehatan masyarakat. STTN-Batan. 25 agustus 2008.

28

29