Дифракционное и переходное излучение релятивистских частиц на поверхностных и периодических структурах

• Автор: Тищенко, Алексей Александрович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 114 с. : ил.

Список наиболее часто встречающихся обозначений.
d - дипольный момент
v - скорость заряженной частицы (постоянная).
j0 (г,/) = е8(г - v/) - плотность тока, соответствующая движению
заряженной частицы
j - плотность индуцированных токов
Е, Н - компоненты электромагнитного поля
Е° - собственное поле заряда
Е/ос - локальное поле (среднее действующее на отдельную молекулу вещества).
а (а>) - поляризуемость молекулы (атома)
у = (l - рг) 1/2 - Лоренц-фактор заряженной частицы
h - импакт-параметр, т.е. кратчайшее расстояние между траекторией заряженной частицы и поверхностью мишени
Прямое и обратное преобразование Фурье вычисляется по формулам
Е(ч’су)^ЙехрНчг} 1^ехр{/йЯ}Е(г’')
E(r,f)= jd3qexp{i'qr} Jc/ Глава 1. Переходное и дифракционное излучение заряда на двумерной структуре с учетом эффектов локального поля
1.1 Взаимосвязь микроскопического, макроскопического и локального полей для двумерной системы молекул
1.1.1 Микроскопическое и локальное поле в веществе
1.1.2 Локальное и макроскопическое поле в мономолекулярной пленке
1.2 Проводимость монопленки и функция отклика на внешнее поле
1.3 Переходное излучение заряда на монопленке
1.3.1 Поле излучения при равномерном движении заряда через мономолекулярный слой
1.3.2 Распределение излучения по углам и частотам
1.4 Излучение Смита-Парселла заряда на системе параллельных полосок-монослоев, находящихся на поверхности идеального проводника
Глава 2. Переходное и дифракционное излучение ультрарелятнвистской заряженной частицы на частотах выше плазменной
2.1 Плотность индуцированных токов и поле излучения для мишени конечных размеров
2.2 Переходное излучение
2.2.1 Поле излучения
2.2.2 Спектрально-угловое распределение энергии в случае нормального падения
2.2.2.1 Мишень-экран бесконечных размеров
2.2.2.2 Мишень - полубесконечная пластина
2.2.2.3 Мишень - проволока
2.2.3 Особенности случая наклонного падения заряда на мишень
2.3 Дифракционное излучение
2.3.1 Поле излучения
2.3.2 Случай нормального пролета заряда вблизи мишени
2.3.2.1 Частота обрезания спектра
2.3.2.2 Зависимость от ширины мишени Ь
2.3.2.3 Оценка полных потерь на излучение
2.3.2.4 Сравнение дифракционного и переходного излучения
2.3.3 Случай наклонного пролета заряда вблизи мишени
Глава 3. Дифракционное излучение заряда от неоднородного диэлектрического слоя на поверхности идеального проводника
3.1 Поляризационный ток в поверхностном диэлектрическом слое
3.2 Дифракционное излучение от отдельных адсорбированных атомов
3.3 Дифракционное излучение от поверхностного слоя
3.4 Излучение от дифракционной решетки с произвольным профилем
3.4.1 Общие формулы
3.4.2 Нерелятивистский случай
3.4.3 Ультрарелятивистский случай
3.4.4 Угловое распределение излучения
Заключение
Список литературы

Для этого рассмотрим сначала бесконечную среду. Потом, найдя плотность индуцированных токов, перейдем к рассмотрению конечной мишени.
Запишем уравнения Максвелла в бесконечной однородной среде в виде
го£ Н(г,<у) = —]0 (г ,а>) - 1—е(а>)Е(г,а>)
с с
£(<у)Л'чЕ(г,о>) = 4я)0о(г,<»)
(2.1)
гоГ Е(г,<у) = 1—Н(г,ю)

(#уН(г,ю)
Величина ]0 - плотность тока, отвечающая движению заряженной частицы. Взяв ротор от первого из уравнений (2.1) и воспользовавшись третьим и четвертым, получаем

ДН(г,й)) + А:2£:(й>)Н(г,й;) = га^0(г,<и) (2.2)
где к2 = (о2/с2. Поле заряда в вакууме Н0(г,®) определяется плотностью токов ^(г,ш) из уравнения
4 тс
ДН0 (г,<у) + &2Н0 (г,ш) = —~го1'к (Г>£У) (2-3)
Обозначим
Н’ = Н-Н0 (2.4)
Собственное поле заряда в вакууме Н0 не имеет отношения к излучению, поэтому в поле Н' содержатся все возможные виды излучений при равномерном движении. Вычитая (2.3) из (2.2) получаем уравнение на Н'
ДН'(г,й>) + &2£(<у)Н'(г,<у) = к2{- £(й>))Н0 (г,й>) (2.5)
Отметим, что при получении уравнения (2.5) мы пока не делали никаких приближений. Воспользовавшись уравнением Н0(г,ш) = -1'(с/с»)го1Е0(г,<у), в прозрачной среде, т.е. при 1т£,(сд)« Кее(ш), на далеких расстояниях г » к~х решение уравнения (2.5) имеет вид расходящейся сферической волны
№= —к'х |^3г'ехр{-/к'г'}Е0(г',<у) (2.6)