Эффекты взаимодействия релятивистских частиц с интенсивными немонохроматическими лазерными полями

• Автор: Фофанов, Михаил Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 134 с.

Оглавление
Введение
1 Рассеяние релятивистских электронов на фокусированном лазерном импульсе
1.1 Модель поля
1.2 Уравнения усредненного движения
1.3 Рассеяние электрона лазерным импульсом
1.4 Условия применимости метода и уравнения Киббла
2 Квантовые процессы в двухмодовом лазерном поле
2.1 Излучение фотона в линейно поляризованном двухмодовом поле
2.2 Элементарные КЭД процессы в циркулярно поляризованном двухмодовом
поле
2.3 Излучение фотона в линейно поляризованном двухмодовом поле. Случай
соизмеримых частот
2.4 Рождение пары фотоном в линейно поляризованном двухмодовом поле
3 Элементарные КЭД процессы в коротком фокусированным лазерном импульсе высокой интенсивности
3.1 Метод вычисления вероятности
3.2 Вероятность образования е~е+ пары в коротком плосковолновом импульсе
3.3 Спектр масс е-е+ пар
3.4 Вероятность излучения фотона электроном в коротком плосковолновом
импульсе
3.5 Вероятности квантовых процессов в фокусированном лазерном импульсе
3.6 Обсуждение результатов
Заключение
Список литературы

Приложение А Модель поля с гауссовой огибающей Приложение В Рисунки

Введение
Взаимодействие релятивистских электронов и фотонов с интенсивными лазерными ПОЛЯМИ уже длительное время интенсивно изучается теоретически. Внимание к этой проблеме вызвано прежде всего нелинейным характером взаимодействия частицы с полем. На языке классической электродинамики это проявляется в нелинейности уравнений движения, а в случае квантовой электродинамики (КЭД) - в нелинейной зависимости вероятностей квантовых процессов от интенсивности поля.
Интерес к нелинейным эффектам, возникающим при взаимодействии квантовых объектов с сильным электромагнитным полем, возник еще на раннем этапе развития КЭД, когда Клейном [1] и Заутером [2, 3] был обнаружен так называемый парадокс Клейна, а затем в работах Гейзенберга и Эйлера [4, 5] и Вайсскопфа [6] был построен лагранжиан свободного сколь угодно сильного электромагнитного поля.
Исследования взаимодействия квантовых систем с интенсивным внешним полем развивались по двум основным направлениям. Первое связано с изучением взаимодействия с внешним полем электронов и фотонов. В рамках второго направления исследовалось взаимодействие атомов со световым полем.
Начало интенсивного развития первого направления исследований приходится на середину 60-х годов, когда появились работы Рейсса [7], Никишова и Ритуса [8]-[Г2], Гольдмана [13, 14], Брауна и Киббла [15] и др., что было связано с появившейся, в связи с созданием лазеров, надеждой на экспериментальное исследование нелинейных КЭД эффектов.
Наиболее продуктивным подходом к рассмотрению явлений взаимодействия электронов и фотонов с интенсивным электромагнитным полем оказался подход, базирующейся на использовании в качестве модели лазерного поля плоской монохроматической волны (ПМВ). Он заключается в использовании для расчета вероятностей квантовых процессов так называемой картины Фарри [16]. В рамках этого подхода в качестве базиса для вычисления амплитуд переходов применяются точные решения уравнения Дирака для электрона в поле плоской волны, найденные Волковым [17, 18]. Теоретически такой подход интересен тем, что он позволяет рассматривать внешнее поле произвольно высокой

притяжения. Наличие таких траекторий легко понять. На Рис. 1Ь хорошо видно, что асимметричный потенциал, кроме основного, содержит на периферии ряд дополнительных максимумов, хотя и не столь высоких. Поэтому возможна ситуация, когда электрон при некоторых прицельных параметрах больше чувствует влияние не основного,
а дополнительного максимума, который, к тому же, может оказаться справа от него. Именно это и служит причиной отклонения электрона в ”неправильную” сторону.
Отметим, что все траектории, изображенные на Рис. 2, кроме траектории 3 соответствуют частицам, падающим на лазерный пучок вдоль оси х. Траектория 3 относится к случаю падения под углом тг/4 к оси х и характеризует ещё одну особенность асимметричного потенциала, которая состоит в том, что частица даже с нулевым прицельным параметром может быть рассеяна на ненулевой угол. Это связано с наличием ненулевой
т 1 ди
—.заметим, что при
г — 0 для потенциала (1.57) /у, = 0 при ф = 0 и тг/2. Поэтому траектории типа 3 не наблюдаются, если падающая частица первоначально движется вдоль оси х, или у.
На Рис. 3 и 4 показана зависимость угла рассеяния Хзс от прицельного параметра р для различных энергий и углов падения налетающих электронов как для симметричного (1.51) (пунктирная линия), так и для асимметричного (1.57) (сплошная линия) потенциалов. Рис. За соответствует электронам, падающим вдоль оси х, с энергией немного меньшей (уо = 1,7 = 1.40), а Рис. ЗЬ немного большей (т?0 = 1,7 — 1.42) критического значения для симметричного потенциала 7 = Л + »?о = л/2- При меньшей энергии угол рассеяния в обоих случаях при некоторых р превышает 7г/2, что свидетельствует о наличии эффекта отражения электрона от лазерного фокуса, а при большей энергии угол рассеяния при р = 0 равен нулю и не достигает тг/2 ни при каких значениях прицельного параметра, что означает отсутствие эффекта отражения. Отсюда следует, что критерий отражения для асимметричного потенциала (1.57) при падении под нулевым углом практически совпадает с (1.65). При росте прицельного параметра угол рассеяния изменяется немонотонно, что является следствием сложной структуры потенциала. Причем в случае асимметричного потенциала в определенном интервале прицельных параметров угол рассеяния принимает отрицательные значения. Как следует из предыдущего обсуждения, этот эффект объясняется отражением от дополнительных максимумов.
На Рис. 4 приведены зависимости от р для электронов, падающих на пучок с асимметричным потенциалом вдоль линии фо = 7Г/4 при том нее значении у0 = 1, и 7 = 1.42 (Рис. 4а) и 1.48 (Рис. 4Ь). В отличие от Рис. 3, приведены значения ,ас как при положительных, так и отрицательных прицельных параметрах. Из графиков видно, что при 7 = 1.42 , в отличие от случая падения вдоль оси х, эффект отраже-
азимутальной компоненты пондеромоторной силы фф