Автореферат (Моделирование и оптимизация лазерно-плазменных источников корпускулярного и электромагнитного излучения), страница 2

Показано, что амплитуда электрическогоимпульса, обусловленного термодиффузионным разделением продуктов диссоциациимолекул воды при ее лазерном нагреве, в отсутствие взрывного вскипания воды непревышает десяти милливольт. В случае возникновения взрывного вскипания воды иформирования в ней паровой полости, напряженность электрического поля в которой вдесятки раз больше, чем в окружающей жидкости, амплитуда электрического импульсадостигает сотен милливольт.Достоверностьрезультатовдиссертационнойработыподтверждаетсякорректностью использованных аналитических и численных методов, совпадениемрезультатов моделирования с экспериментальными данными. Основные результатыдиссертационной работы опубликованы в реферируемых научных журналах и изданиях,6неоднократно обсуждались на различных конференциях, научных семинарах и получилипризнание ведущих специалистов.Положения, выносимые на защиту:1.

Релятивистская лазерная плазма, возникающая при воздействии фемтосекундныхлазерных импульсов с интенсивностью порядка 1021 Вт/см2 на мишени из дейтеридапалладия микронной толщины, представляет собой источник гамма-квантов и нейтронов сдлительностью порядка 100 фс и максимальной плотностью потока нейтронов до 1024н/(с·см2), что на несколько порядков превышает значения, характерные для современных нелазерных нейтронных источников.2. Полный выход нейтронов в DD - реакциях при облучении фемтосекунднымилазерными импульсами с интенсивностью порядка 1019 - 1021 Вт/см2 слоистых мишеней издейтерированного полиэтилена с субмикронными размерами полостей увеличивается болеечем в 20 раз по сравнению со случаем сплошных мишеней за счет формирования на границахполостей электростатических полей разделения заряда и, как следствие, дополнительныхразнонаправленных потоков ускоренных дейтронов, отсутствующих в случае сплошноймишени.3.

При воздействии фемтосекундного лазерного импульса с интенсивностью порядка1021 Вт/см2 на металлическую мишень субмикронной толщины, ускоренные электроны сосредней энергией K0 генерируют гамма-кванты тормозного излучения со средней энергиейE , связанной с K0 аппроксимационным соотношением E  0.039 K0  0.016 , где E иK0 выражаются в мегаэлектронвольтах.4. Движение релятивистской заряженной частицы в плоской электромагнитной волнес медленно меняющейся амплитудой приближенно описывается формулами для движениячастицы в монохроматической волне с заменой в них постоянной амплитуды поля на егоамплитуду в точке нахождения частицы. Критерий применимости данного приближения длягауссовского импульса имеет вид FWHM  3 1   , где FWHM - длительность импульса,T4  I2 / 1.37  1018  , I (Вт/см2) - интенсивность,  (мкм) - длина волны, T - период колебанийэлектромагнитной волны.5.

Причиной возникновения электрических импульсов в воде и некоторых другихполярныхжидкостяхприихоблученииинфракраснымлазернымизлучениемсинтенсивностью ниже порога плазмообразования является термодиффузионное разделениепродуктов диссоциации жидкости при ее лазерном нагреве. В случае возникновениявзрывного вскипания жидкости и формирования в ней паровой полости, напряженность7электрического поля в которой в десятки раз больше, чем в жидкости, амплитудаэлектрических импульсов существенно возрастает.Практическая ценность результатов работы.

Результаты диссертационной работымогут быть использованы при разработке новых и оптимизации существующих лазерноплазменных источников корпускулярного и электромагнитного излучения, а также вэкспериментальных исследованиях новых типов мишеней и режимов лазерного воздействияна современных лазерных установках петаваттного уровня мощности, перспективных длязадач лазерного термоядерного синтеза, диагностики быстропротекающих процессов,адронной терапии, лабораторной астрофизики и др.Апробация работы. Результаты диссертационной работы докладывались наМеждународных конференциях ICONO/LAT (2007, 2010, 2013), Laser Optics (2010, 2012),Plasma physics and plasma technologies -2009, Nonlinear Optics: East-West Reunion -2011,Международном симпозиуме Complex systems of charged particles and their interaction withelectromagnetic radiation (2008, 2010, 2011, 2012, 2013), на Всероссийской школе длястудентов, аспирантов, молодых ученых и специалистов по лазерной физике и лазернымтехнологиям (2008, 2009, 2010, 2011, 2012, 2013), XIV Школе молодых ученых «Актуальныепроблемы физики» ФИАН - 2012, на научном семинаре ИПФ РАН, научном семинаре ОИВТРАН, научном семинаре ИС РАН, научном семинаре ИЛФИ ФГУП РФЯЦ ВНИИЭФ,различных научных семинарах ИОФ РАН.Личный вклад автора определяется непосредственным, а в большинстве случаев,определяющим участием на всех стадиях выполнения работы, включая анализ текущегосостояния научной проблемы, постановку задач, построение математических моделей,проведение численного моделирования, анализ и интерпретацию полученных данных, атакже публикацию результатов.

Под руководством автора подготовлена одна диссертацияна соискание степени кандидата физико-математических наук.Публикации Основные результаты диссертации опубликованы в 42 статьях, изкоторых 29 входят в перечень рецензируемых журналов и изданий, рекомендованных ВАК.Структура диссертации. Диссертационная работа состоит из введения, четырех глави заключения. Работа изложена на 248 страницах и содержит 69 рисунков, 1 таблицу исписки цитируемойлитературы (по главам, общеечислоссылок197, включаяпересекающиеся).8Краткое содержание работыВовведенииобосновываетсяактуальностьтемыдиссертационнойработы,сформулирована цель исследований, кратко рассмотрены основные задачи работы, а такжераскрываются новизна и практическая значимость результатов работы.Первая глава диссертации посвящена проблеме движения релятивистской заряженнойчастицы в интенсивном лазерном поле.В разделе 1.1 дается краткий обзор современных работ, посвященных исследованиюразличных аспектов данной проблемы.В разделе 1.2, основываясь на подходе, приведенном в томе «Теория поля»классического Курса Ландау и Лифшица [20, §48], выводятся общие параметрическиеформулы, описывающие движение заряженной частицы в плоской электромагнитной волне.В разделе 1.3 анализируется случай лазерного импульса с резкими передним и заднимфронтами [21].

Показано, в частности, что после прохождения лазерного импульсазаряженная частица получает максимальную энергию, если в длине импульса укладываетсянечетное число полуволн. Если же в длине импульса укладывается четное число полуволн,то после прохождения импульса частица оказывается в своем первоначальном состоянии.Вразделе1.4рассматриваетсядвижениезаряженнойчастицывполемонохроматической плоской волны в общем случае эллиптической поляризации влабораторной системе координат [A1] (здесь и далее литерой A обозначаются ссылки напубликации автора). Показано, что движение частицы представляет собой наложение~движения с некоторой постоянной скоростью дрейфа V и колебательного движения снекоторым периодом~T (отличающимся от периода поля T ).

В случае линейнойполяризацииволныпериодколебанийчастицыопределяетсявыражением~2T  T 1   / 4(1  2 sin 2  0 )  , где   I2 / 1.37  1018 , I (Вт/см )- интенсивность и  (мкм)-длина волны электромагнитного излучения,  0 - начальная фаза поля в точке, где находитсячастица в момент времени t = 0. Усредненная по начальной фазе  0 средняя энергиязаряженной частицы в этом случае имеет вид:132  7   mc 2  mc 2   6  .42434(1)В случае круговой поляризации волны период колебаний частицы составляет~T  T 1   / 2 , а средняя энергия первоначально покоящейся частицы дается выражением:912  mc 2  mc 2  1 .4  2 (2)Рис.

1Зависимость средней энергии электрона от интенсивности плоскоймонохроматической электромагнитной волны: 1 – линейная поляризация; 2 - круговаяполяризация; 3 – расчет по формуле K  mc 2 1    1На рис. 1 приводятся зависимости средних энергий электрона от интенсивностиплоской монохроматической электромагнитной волны: кривая 1 - в случае линейнойполяризации, кривая 2 - в случае круговой поляризации. Кривая 3 - расчет по формуле длякинетической энергии электрона K  mc 2 1    1 , осциллирующего в поперечном полепадающей световой волны, приведенной в работе [22] и широко используемой впоследующих работах (см., например, [23-27]). Как видно из рисунка, эта формула,полученная в приближении E  1c V  B , дает существенно заниженные значения среднейэнергии электрона в электромагнитном поле релятивистской интенсивности.

Средниеэнергии оказываются сравнимыми только в нерелятивистском пределе. Заметим, чтомаксимальная энергия, полученная частицей при взаимодействии с лазерным импульсом срезкимфронтомможетпревышатьмаксимальнуюсреднююэнергиючастицы вмонохроматической волне .10В разделе 1.5 подход, развитый в 1.4 обобщается на случай квазимонохроматическойволны, амплитуды полей в которой достаточно медленные функции с характерным временемизменения  b >> T. В этом случае движение частицы на интервале времени, малом посравнению с  b , слабо отличается от ее движения в строго монохроматическом поле, т.е.тоже является суперпозицией дрейфа и колебаний с периодом T , который теперь самявляется медленной функцией времени. В данном разделе в адиабатическом пределе~ b / T  1 получены формулы для координат, компонент скорости и импульса, а такжеэнергии частицы, усредненных по периоду T [A2, A3].

Получены также выражения длякомпонент средней силы, действующей на частицу [A4, A5]. Показано, что внерелятивистском пределе выражение для этой силы стремится к известной силе Гапонова 2Миллера [28]: F   q 2  E 22m, где m- масса частицы, q - ее заряд,  - частота2электромагнитной волны, E - усредненный по периоду волны квадрат напряженностиэлектрического поля. Из полученных формул следует, что после прохождения плоскойквазимонохроматической электромагнитной волны импульс и энергия релятивистскойзаряженной частицы принимают те значения, которые у нее были до того, как волна дошладо частицы.