Асинхронное параллельное кинетическое моделирование взаимодействия мощного излучения с веществом

• Автор: Ёлкина, Нина Владимировна
• Шифр специальности: 05.13.18
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2003
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 98 с.

Содержание
Введение

1 Асинхронные методы распараллеливания

1.1 Иерархия асинхронных методов распараллеливания

1.2 Клеточный автомат и асинхронные вычисления

1.3 Объектно-ориентированный анализ клеточного автомата

1.4 Реализация параллельных вычислений с помощью MPI

1.5 Асинхронные вычисления в модельных задачах

2 Математическая модель и реализация

2.1 Математическая модель и численные методы

2.2 Численная схема для уравнений движения частиц

2.3 Основной алгоритм метода макрочастиц
2.4 Ускоренный алгоритм расчета токов в метода макрочастиц
2.5 Идеология клеточного автомата в применении к декомпозиции данных и
алгоритмов метода макрочастиц
2.6 Образование канала в подкритической плазме при прохождении последовательности лазерных импульсов
3 Взаимодействие мощных лазерных импульсов с плазмой
3.1 Основные процессы в лазерной плазме
3.2 Процессы ускорения электронов и формирование пучка
3.3 Возбуждение плазменных колебаний
3.4 Филаментационная неустойчивость пучка быстрых электронов
3.5 Вейвлет-диагностика диссипативных магнитных структур
3.6 Динамика ионов
Заключение

Введение
Актуальность темы
Физика свсрхсильных электромагнитных полей является молодой наукой. Ее развитие началось в около десяти лет назад после открытия нового способа получения сверхкоротких лазерных импульсов — Chirped Pulse Amplification (CPA) [1]. Этот способ позволил получать фемтосекундный и субпикосекундные импульсы с интенсивностями I = 1017 -г 1021 Wcm~2. При взаимодействии подобных импульсов с веществом происходит быстрая ионизация, образуется сильно нелинейная релятивистская плазма, для адекватного описания которой необходим кинетический подход. В такой плазме ведущими становятся коллективные процессы, что позволяет применить систему самосогласованных уравнений Власова-Максвелла [2].
На сегодняшний день существует много возможных применений коротких мощных импульсов. Диапазон приложений простирается от создания плазмы с астрофизическими параметрами до медицинских приложений и создания новых лекарств. В аспекте новых технологий, основные надежды возлагаются на создание компактных (“настольных”, “table-top”) ускорителей, источников жесткого рентгеновского излучения и реализацию лазерного термоядерного синтеза. Развитие лазерной техники и некоторые явления, сопутствующие различным интенсивностям, отражены на диаграмме 1.
При интенсивностях I > 1018Wcm-2, когда напряженность электрического поля в лазерной волне на порядки превосходит внутриатомное значение, любое вещество переходит в плазменное состояние за несколько лазерных периодов, посредством оптической ионизации. Релятивистские эффекты взаимодействия электрона с таким импульсом становятся доминирующими. В настоящее время значительное число научно-исследовательских лабораторий во всем мире продолжает интенсивное изучение сильно релятивистских режимов взаимодействия излучения с веществом. Исследования большого круга явлений, связанных с релятивистской лазерной плазмой позволяет достичь более полного понимания физики лазерно-плазменного взаимодействия и поэтому пред-

ставляет несомненный общефизический интерес. Кроме того, изучение процессов ускорения электронов и ионов, а также различных нелинейных процессов генерации высоких гармоник оптического излучения (генерация рентгеновского излучения) представляется важным в прикладном аспекте: генерация гармоник высокого порядка рассматривается как перспективный метод получения ультракоротких импульсов когерентного коротковолнового излучения. Создание источников такого излучения достаточной мощности обеспечит существенный прогресс в медицине, биологии и наноэлектронике.
Аналитические методы исследования при актуальных параметрах лазерной плазмы ограничены узким кругом сильно упрощенных и зачастую одномерных задач. Поэтому основным инструментом исследования становится численный эксперимент.
На сегодняшний день моделирование процессов в лазерной плазме производится в различных приближениях. Следует выделить два основных направления: гидродинамический подход [3] и кинетический подход. Отдельно следует отметить метод моделирования с помощью молекулярной динамики (ab initio).
Процессы взаимодействия импульсов с / > 10181Уст-2 с веществом имеют существенно коллективный характер, что влечет за собой необходимость кинетического описания протекающих процессов. Так как времена протекания процессов взаимодействия малы по сравнению с временами столкновений, то следует использовать самосогласованную систему уравнений Власова-Максвелла.
Все методы кинетического моделирования предъявляют исключительные требования к ресурсам и быстродействию вычислительной техники. В особенности это касается методов прямого численного моделирования кинетических уравнений [4], определенных в шестимерпом фазовом пространстве (j)x, ру, рг, х, у, z). Метод макрочастиц в этом смысле более доступен, но балансирует на пределе возможностей суперкомпьютеров. Сложность метода макрочастиц связана с необходимостью обеспечения достаточного количества макрочастиц в дебасвской сфере, это означает, что при повышении плотности плазмы общее количество макрочастиц растет как ~ fN~c, Ne плотность плазмы, нормированная на критическую плотность. Таким образом продвижение в область вы-

таким образом, чтобы = ¥£ + Ит* + ХУ? [45]. Тогда из уравнений (17-18) и (19)
следует, что:
Да** = £(и£ + и? + и?) (21)

Тогда уравнение (14) можно переписать в виде следующей системы:
= (22)

Здесь введены обозначения:
Ах Ау Аг
*= д7 ’*'= д* % = Ж (23)
Выбранная нами Ш Функция влияния частицы а на ячейку г в общем виде выглядит следующим образом:
Л(Х„ Ха) = [1 + сов МХ,- - Ха)/Ах} (24)
|Х,- — Ха| < Дг Здесь Ха и -X) *— абсолютные координаты частицы а и центра ячейки г соответственно, аД1- шаг сетки по х.
В нашем случае, после обезразмеривания, получаем для ячейки г, которая содержит частицу а:
А{(ха) = 1 [1 + соя пха] (25)
Здесь ха — смещение частицы а относительно центра ячейки г. Описывает эта функция долю заряда частицы, принадлежащую данной ячейке. Кроме этого, оставшаяся часть заряда (а именно 1 — Л(тп)) попадает в соседнюю ячейку. В трехмерном случае функция влияния определена как произведение одномерных функций по соответствующим координатам:
Л(жа,2/а,га) = А(ха)Л.(уа)(га) (26)