Ускорение электронов, излучение жёстких фотонов и рождение электрон-позитронных пар в сильных плазменных и лазерных полях

• Автор: Неруш, Евгений Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.08
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2012
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 174 с. : ил.

Содержание
Введение
Обзор литературы
Глава 1. Захват электронов и простейшие эффекты квантовой электродинамики в поле плазменной полости
1.1. Многомерная теория захвата электронов плазменной полостью
1.1.1. Формулирование задачи и основные уравнения
1.1.2. Захват электронов в рамках кусочно-однородной модели полей полости
1.1.3. Анализ захвата электронов с использованием реалистичных полей плазменной полости
1.1.4. Влияние деформации полости и эффекта усиления поля на процесс захвата
1.1.5. Изучение захвата электронов с использованием численного моделирования, основанного на методе частиц в ячейках
1.2. Особенности захвата и ускорения электронов с использованием
сверхкоротких импульсов
1.2.1. Особенности динамики плазменной полости, образующейся позади сверхкороткого сильноефокусированного лазерного импульса
1.2.2. Модель явления осцилляций плазменной полости
1.2.3. Сопоставление теоретических результатов с результатами численного моделирования

1.3. Влияние радиационных потерь на динамику электронов в плазменных ускорителях
1.3.1. Общее описание динамики электрона с учётом силы реакции излучения
1.3.2. Динамика электрона при большом числе бетатронных осцилляций
1.3.3. Динамика электрона в отсутствие бетатронных осцилляций
1.3.4. Результаты численного моделирования ускорения электронов в поле плазменной полости с учётом силы реакции излучения
1.4. Генерация электромагнитного излучения ультрарелятивистски-
ми электронами и образование электрон-позитронных пар фотонами высокой энергии в сильном плазменном поле
1.4.1. Квантовый режим излучения фотонов
1.4.2. Рождение электрон-позитронных пар из фотонов высокой энергии
1.5. Основные результаты и выводы
Глава 2. Самоподдерживающиеся электромагнитные каскады
в лазерном поле
2.1. Условия развития каскадов и образования плотной электрон-
позитронной плазмы
2.1.1. Оценка порога и темпа роста электромагнитного каскада во вращающемся электрическом поле
2.1.2. Поглощение лазерного поля при развитии самоподдер-живающихся электромагнитных каскадов

2.2. Аналитическая модель электромагнитных каскадов во вращающемся электрическом поле
2.2.1. Движение частиц во вращающемся электрическом поле без учёта излучения фотонов и рождения пар
2.2.2. Кинетические уравнения с учётом квантовых эффектов
2.2.3. Законы масштабирования кинетических уравнений для каскадов во вращающемся электрическом поле
2.2.4. Законы масштабирования кинетических уравнений для частиц с энергией, много большей средней энергии частиц в каскаде
2.2.5. Аналитические решения кинетических уравнений и выражения для энергетических спектров частиц
2.2.6. Результаты численного моделирования развития каскадов во вращающемся электрическом поле
2.2.7. Асимптотики полученных аналитических выражений
2.3. Основные результаты и выводы
Глава 3. Методы численного моделирования радиационных явлений в плазме
3.1. Метод частиц в ячейках
3.2. Численные схемы для решения уравнений Максвелла
3.2.1. Метод продольно-поперечного разделения
3.2.2. Моделирование генерации терагерцового излучения при пролёте электронного пучка над металлической решёткой
3.3. Использование метода Монте-Карло для моделирования квантовых процессов
3.3.1. Стандартный генератор событий

R. Таким образом, если FR 1, то приближённо можно считать, что электрон всегда является ультрарелятивистским. В этом случае 7 р» у/р2 + р2, и уравнения движения электрона могут быть записаны в виде:

-+ = (1 + y)A+sign(y)_

РІ+РІ

df = -sign(y)i

РІ + РІ

vî+A
(136)
(1.37)
(1.38)
Замена
Pi = ОФр'ї, Ра = а/Зр'у, y = ay’, t = at
(1.39)
где а и /5 — произвольные постоянные, приводит к такой же системе уравнений в переменных со штрихом, но с Г = Т1//? и начальным условием У о = Уо/а. Замена (1.39) преобразует С следующим образом:
С = С' (оД2)
2)2/3
(1.40)
При определённых значениях F', у'0 = R;, у0, таких, что F'R' 1, и при Со = 0 из численного решения уравнений (1.14)-(1.17) мы вычислили значение С’. Теперь постоянная С для F, уо = R, FR 1, Со = 0 может быть найдена из уравнений (1.39) и (1.40) с а = R/R! и (3 = F/F':
С' 0.85 (Т-’а,,)2'3.
(1.41)
Сравнение этого выражения с результатами численного моделирования для различных значений Т приведено на Рис. 1.1(Ь).
Теперь рассмотрим случай Со Ф 0. В области С > 0 и у > 0 для компонент импульса электрона с начальными координатами Со и уо — /Я2 — Со можно