Кинетическая теория вакуумного рождения частиц в лазерной физике и физике высоких энергий

• Автор: Прозоркевич, Александр Васильевич
• Шифр специальности: 01.04.21, 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Саратов
• Количество страниц: 292 с. : ил.

Оглавление
Введение

1 Кинетическое описание вакуумного рождения частиц

1.1 Введение

1.2 Метод канонических преобразований Боголюбова

1.3 Осцилляторное представление.

1.4 Кинетическое уравнение как динамическая система

1.5 Самосогласованное поле и регуляризация

2 Нелинейные вакуумные эффекты в сильном лазерном поле

2.1 Введение

2.2 Рождение электронпозитронных нар в лазерном поле

2.3 Излучение мягких 7квантов
2.4 Рождение нестабильных частиц
2.5 Интерференционный эксперимент.
2.6 Генерация высших гармоник лазерное излучения
2.7 Рождение пар в бесстолкновительной плазме
2.8 Интегралы столкновений для релятивистской плазмы
2.9 Лазерное ускорение пучков тяжелых ионов в вакууме
2. Оптическая накачка полупроводников .
3 Множественное рождение частиц при столкновениях тяжелых ионов
3.1 Введение
3.2 Модель цветовых трубок .
3.3 Рождение дилептонных нар .
3.4 Рождение странных кварков
3.5 Рождение частиц в пространстве с нестационарной метрикой
3.6 Динамический эфффект Казимира
4 Инерциальный механизм вакуумного рождения частиц
4.1 Введение
4.2 Скалярное и спинорное поля.
4.3 Рождение пионов из кваркового конденсата
4.4 Массивное векторное поле
4.5 Рождение частиц в конформных космологических моделях .
4.6 Модели со спонтанным нарушением симметрии .
5 Кинетические уравнения для ядерной материи
5.1 Введение.
5.2 Метод неравновесного статистического оператора.
5.3 Приближение Власова в модели Валечки.
5.4 Интегралы столкновений.
5.5 Кинетика в модели Намбу Йена Ласинио
5.6 Кинетические коэффициенты в модели ф2п.
Заключение
Литература


Поэтому наш подход методически относится к кинетической теории кваитовополевых систем. Основные применения такого формализма связаны с оценками результатов экспериментов в двух различных областях физики, па стыке которых формируется новое научное направление - релятивистская лазерная оптика. Эксперименты первого типа проводятся на оптических лазерах тера и петаваттного уровня мощности, позволяющих изучать различные недоступные ранее нелинейные явления квантовой электродинамики [0,1]. Эти вопросы рассмотрены во второй главе диссертации. Наиболее мощные действующие установки, Релятивистский коллайдер тяжелых ионов (RH1C) в Брукхэйвенской Национальной Лаборатории (США) и Большой адронный коллайдер (LHC, Церн) предназначены для получения информации о свойствах материи на субядерных масштабах, необходимой для проверки стандартной модели элементарных частиц. Большое внимание уделяется изучению нового состояние материи, возникающего на короткое время при таких плотностях энергии, которое получило название кварк-глюониой плазмы (КГП). Решеточные симуляции в КХД [2] и различные теоретические модели [3,4) предсказывают фазовый переход второго рода при Тс ^ 0 МэВ, то есть, при плотности энергии выше ~ 1 ГэВ/фм3, в рамках равновесной теории с двумя легкими сортами кварков. Теоретические предсказания параметров фазового перехода в моделях, содержащих более двух ароматов, остаются неясными, по наличие самого фазового перехода несомненно. В ситуации, когда факт существования КГГ1 можно считать установленным [5], возникает сложная теоретическая проблема объяснения ее основных свойств. Разработка пространственно-временного описания столкновения ультраре-лятивистских ядер, учитывающего рождение частиц, образование плазмы, ее дальнейшую эволюцию, термализацию и после,дующую адронизацию, является сегодня одной из актуальнейших проблем физики высоких энергий. Несмотря на значительное количество указаний на быструю термализацию КГП [6], иредравновесная фаза представляет наибольший интерес для теории. Существует два основных метода описания рождения партонов при столкновении ядер, пертурбативный подход [7] предполагает, что сталкивающиеся ядра можно представить как сформированные облака кварков и глюонов. Столкновение, таким образом, описывается как совокупность быстрых нартон-партонных столкновений, происходящих на коротких расстояниях. При этом происходит генерации энтропии и поперечной энергии [8]. НепертурбативныЙ подход основан на модели цветовых трубок [9,0], см. В рамках модели цветовых трубок предполагается, что каждое из сталкивающихся ядер имеет форму диска из-за релятивистского сокращения длины. Поскольку силы отталкивания не могут скомпенсировать энергию налетающих ядер, последние проходят друг друга насквозь, при этом нуклоны частично или полностью разрушаются. Это происходит следующим образом: какой либо кварк из нуклона одного ядра может быть увлечен частицами налетающего ядра, что приводит к возникновению струн (хромо)электрического поля или цветовых трубок между остатками разлетающихся ядер. В пространстве между ядрами КХД-вакуум оказывается сильно возбужденным и распадается с рождением частиц по механизму, аналогичному механизму Швипгера. Согласно устоявшимся оценкам, (хро-мо)электрическое поле в цветовой трубке может достигать свсрхкритиче-ских значений [1] для RHIC и особенно для LHC, где начальные плотности энергии достигают е ~ — 0 ГэВ/фм3 и е ~ 1 ТэВ/фм3 соответственно. С = фъ^{дц + геА^ф - тфф, (1. Дирака. Лагранжиану (1. Dp - т)ф{х) =0, Df, = дц + ieAll: (1. Т^{х) = (i/2)[ip(x)'rliD„4<(x) - (? Jfi(x) = ф(х)^ф(х). Решение уравнения Дирака. E(t) = E3(t) = -Л(? A(t)fdt. Такое поле удовлетворяет уравнениям Максвелла с однородным распределением внешних токов. В ограниченных участках пространства квазиодно-родиое поле может быть реализовано в волноводах или скрещенных пучках лазерного излучения. E(t) = 0, lim A(t) = А±. Yd? Л -т)-ф(х) = 0. Удц ~ е^з - m)(iY9u - П3Л3 ± т){(х) = 0. А3)2 - еАгдз + ге7°9()Л3 ± т2]((х) = 0. Срг(я) = х(р> t)R,. Яг = ЯГ5 E+Rs = 2 ors- (1. Р = -г(П1,П2,щ), щ € JV, (1.