Новые методы в теории переходного и дифракционного излучения заряженных частиц

• Автор: Карловец, Дмитрий Валерьевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2008
• Место защиты: Томск
• Количество страниц: 141 с. : ил.

Оглавление
Введение

Глава 1. Метод Кирхгофа для переходного излучения

1.1. Переходное излучение заряженной частицы,

пересекающей плоскую идеально проводящую поверхность

1.2. Переходное излучение заряженной частицы,

пересекающей цилиндрическую поверхность

1.3. К расчету переходного излучения от изогнутых поверхностей

1.4. Обсуждение результатов главы

Глава 2. Метод двойного слоя для дифракционного излучения

2.1. Векторный подход в макроскопической теории дифракционного излучения
2.2. Дифракционное излучение при пролете частицы
через круглое отверстие в идеально проводящем экране
2.3. Дифракционное излучение при пролете частицы
вблизи идеально проводящей полуплоскости
2.4. Дифракционное излучение при пролете частицы
через щель в идеально проводящем экране
2.5. Пределы применимости методов классической теории дифракции в макроскопической теории переходного и дифракционного излучения
2.6. Обсуждение результатов главы
Глава 3. Метод двойного слоя для излучения Смита-Парсел-

3.1. Излучение Смита-Парселла при параллельном пролете частицы вблизи идеально проводящей решетки
3.2. Излучение Смита-Парселла от решетки из перпендикулярных стрипов
3.3. Излучение Смита-Парселла в “предволновой” зоне
3.4. Обсуждение результатов главы
Глава 4. К определению понятия предволновой зоны в макроскопической теории излучения
4.1. Поле произвольной системы токов
на произвольном расстоянии
4.2. Поле излучения в предволновой зоне
в методе поверхностных токов
4.3. Поле излучения в предволновой зоне
в методе двойного слоя
4.4. Обсуждение результатов главы
Глава 5. Дуальный метод в классической теории излучения
5.1. Дуальный метод для произвольной системы токов
5.2. Дуальный метод в задаче о дифракции электромагнитного излучения
5.3. Обсуждение результатов главы
Заключение
Литература

Введение
На сегодняшний день теория излучения заряженных частиц не только является динамично развивающейся областью теоретической физики, но и имеет многочисленные практические приложения в физике ускорителей, физике лазеров, физике плазмы, сверхвысокочастотной электронике и т.д. Например, с начала 90-х годов прошлого века существенно возрос интерес к переходному излучению и.дифракционному излучению как возможным методам слабовозмущающей диагностики низкоэмиттансных пучков ускорителей. Данный интерес обусловлен прежде всего тем, что потери энергии релятивистской частицы на переходное излучение и дифракционное излучение пренебрежимо малы по сравнению с ее полной энергией. Действительно, данные виды излучения относятся к так называемому поляризационному излучению, физической причиной которого является динамическая поляризация атомов среды полем частицы. В этом случае обычно говорят об излучении равномерно и прямолинейно движущегося заряда (равно как и в случае излучения Вавилова-Черенкова), а источником излучения можно назвать как саму частицу, так и возбужденные ее полем атомы среды, поскольку для возникновения излучения необходимы обе компоненты.
Переходное излучение (ПИ) возникает при пересечении заряженной частицей (либо мультиполем) границы раздела сред с макроскопически разными свойствами, т.е. с различными диэлектрической и (или) магнитной проницаемостью. Данное излучение было теоретически предсказано в работе В.Л. Гинзбурга и И.М. Франка вскоре после открытия излучения Вавилова-Черенкова [1]. Дифракционное излучение (ДИ) имеет ту же физическую природу, что и переходное, и возникает при равномерном движении частицы вблизи оптической неоднородности [2], например, при пролете через круглое отверстие в сплошном экране [3-5]. Отдельно следует отметить

где переменная фо характеризует положение точки наблюдения относительно начала координат (рис. 1.7). При этом соотношение (1.7) между координатами точки го и “проекционными” углами Ох, Оу остается справедливым для переменных хо и уо, а переменная Zq “сдвигается” на величину р: z0 — р — г0 cos Ох cos (а + Qy).
Для компонент собственного поля частицы, стоящих в правой части интегралов (1.29), нам, по аналогии с предыдущим случаем, необходимо провести обратное преобразование из декартовой “штрихованной” системы координат, где ось i направлена вдоль скорости заряда, в цилиндрическую систему координат мишени. Ввиду того, что т-компонента поля, очевидно, преобразовываться не будет, для тангенциальной составляющей поля частицы получаем:
Е® = Еу cos (а — ф) + Ё sin (а — ф), (1.32)
где угол ф определяет положение точки на мишени. “Штрихованные” компоненты, входящие в данную формулу, определяются выражением (1.10), где для координат у, z также необходимо провести соответствующее преобразование, выражая их через рифе учетом того, что пересечение зарядом поверхности происходит в точке Z = р.
Далее определим функцию Грина д, удовлетворяющую граничным условиям на поверхности цилиндра: gs = 0. Для этого следует подобрать положение “источника-изображения” ?0 таким образом, чтобы функция д обращалась в ноль во всех точках рассматриваемой поверхности. Поступим следующим образом: для заданного положения наблюдателя Го выберем на поверхности цилиндрической мишени радиусом рс произвольную точку Si (см. рис. 1.8). В данной точке проведем касательную к поверхности и поместим “изображение” наблюдателя симметрично относительно данной касательной. Выберем теперь другую точку на мишени S2 и построим новое