Моделирование и оптимизация лазерно-плазменных источников корпускулярного и электромагнитного излучения

• Автор: Андреев, Степан Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 248 с. : ил.

Содержание
Введение
Глава 1. Движение заряженной частицы в интенсивном лазерном поле
Глава 2. Моделирование процессов ускорения электронов и ионов при взаимодействии интенсивных фемтосекундных лазерных импульсов с веществом
Глава 3. Моделирование источников нейтронов и гамма- квантов при взаимодействии интенсивных фемтосекундных лазерных импульсов с веществом
Глава 4. Особенности взаимодействия интенсивного лазерного излучения трехмикронного диапазона с водой
Заключение
Список публикаций автора по теме диссертации
Цитированная литература

Введение.
Актуальность темы.
Создание в последние десятилетия лазерных установок петаваттного уровня позволило ученым начать исследования нового уникального физического объекта - релятивистской лазерной плазмы, возникающей при воздействии интенсивного лазерного излучения на газовые, кластерные и твердотельные мишени [1].
Присутствие в релятивистской лазерной плазме потоков высокоэнергетичных электронов и ионов, а также их взаимодействие друг с другом и с веществом мишени обеспечивает протекание различных ядерных и фотоядерных реакций, генерацию электромагнитных полей в широком диапазоне длин волн от терагерцового до гамма- излучения [2]. Фактически, релятивистская лазерная плазма является тем уникальным объектом, который позволяет в лабораторных условиях моделировать и исследовать различные экстремальные состояния вещества, характерные для задач неуправляемого и управляемого термоядерного синтеза [3], лабораторной астрофизики [4] и др.
Релятивистская лазерная плазма, как источник корпускулярного и электромагнитного излучения, представляет большой интерес для множества приложений.
Моноэнергетические пучки ускоренных протонов, ускоренных до энергий около 200 МэВ, востребованы для целей адронной терапии. В обзоре [1] описаны эффективные методы создания таких пучков, например, при облучении интенсивными лазерными импульсами двухслойных мишеней, содержащих тяжелые ионы и локализованные на тыльной поверхности мишени протоны. Предложенный в работе [5] метод прямого зажигания термоядерных мишеней пучками легких ионов из лазерной плазмы является перспективным в ядерном синтезе с инерционным удержанием.

Лазерно-плазменные источники гамма-излучения обладают такими характеристиками, как высокая спектральная яркость, микронные размеры, пикосекундная длительность импульса, узкая диаграмма направленности, благодаря которым они являются перспективными для радиографии [6], производства короткоживугцих изотопов [7], дезактивации радиоактивных отходов [7, 8]. Детальное изучение свойств лазерных источников гамма-излучения необходимо также в задачах лабораторной астрофизики [4].
Среди короткоимпульсных нейтронных источников, наиболее перспективных для спектрометрии по времени пролета, используемой как в физике конденсированного состояния, так и в исследованиях структуры атомного ядра [9], особое положение занимают лазерноплазменные источники нейтронов из-за своей сверхкороткой (субпикосекундной) длительности и сверхмалого (микронного) размера [10].
Для разработки новых и оптимизации существующих лазерноплазменных источников корпускулярного и электромагнитного излучения необходимы адекватные теоретические модели процессов, протекающих при взаимодействии интенсивных лазерных импульсов с плазмой.
Наиболее распространенным и информативным методом теоретического исследования таких процессов является численное моделирование методом «крупных частиц» (в англоязычной литературе PIC (Particle In Cell) - метод). Помимо численных расчетов разрабатываются также простые аналитические модели, позволяющие, в частности, оценить вклад различных физических механизмов в процесс лазерного ускорения заряженных частиц и, тем самым, улучшить понимание результатов расчетов, а также лазерно-плазменных процессов в целом (см, например, [11-14]).

так что г = г-- <Г(0, и опуская малые по параметру (5.6) слагаемые, имеем:
Мг) = *,(*)> Ьу{т)=Ъу(т),
т- |/г(г')?г' = J/?(r')dr'+ |/)(г')с/г' = |/г(г'Уг'- — h(z)^(t). (5.8)
Подставляя (5.5) и (5.8) в (5.4) и отделяя плавные слагаемые от осциллирующих, получаем:
X(t) = x0 +с^{т-т0)+-^тЬх0 cosФ0 +£>,(?), у усо
Y(t) = y0 +с^(т-T0)±-^jb yOsin у усо
2(t) = г0 + с j h(j')dr' + (* Ао cos Ф0 ± * А„ sin Ф0)+ j (ij0 - б(0 )sin i
+ А (г),
4(t) = -X±[c(t)+ D._ }-^bx(г)cosФ - £>,(?),
17(0 = [C (t) + Dz ] + ^ by (t )sin Ф - Dy(r), (5.10)
^ yco
^(')-’ттЬг){йкАЙС“Ф±жА(г>5|пф1+^^)[','’(?Ьг’;(?)1“2Ф
-A(r),
где Д(г), Оу(г) и Л (г) - некоторые функции (характеризующиеся, как и 6х(г)и2>Дг), параметром г4), которые еще нужно определить.
Введем промежуток времени Т согласно равенству
г(г + г)=г(/)+Г. (5.11)