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

Релятивистская лазерная плазма, возникающая при воздействиифемтосекундных лазерных импульсов с интенсивностью порядка 1021Вт/см2 на мишени из дейтерида палладия микронной толщины,представляетсобойисточникгамма-квантовинейтроновсдлительностью порядка 100 фс и максимальной плотностью потоканейтронов до 1024 н/(с·см2), чтона несколько порядков превышаетзначения, характерные для современных не лазерных нейтронныхисточников.2. Полный выход нейтронов в DD - реакциях при облучениифемтосекундными лазерными импульсами с интенсивностью порядка1019 - 1021 Вт/см2 слоистых мишеней из дейтерированного полиэтилена ссубмикронными размерами полостей увеличивается более чем в 20 разпо сравнению со случаем сплошных мишеней за счет формирования награницах полостей электростатических полей разделения заряда и, какследствие, дополнительных разнонаправленных потоков ускоренныхдейтронов, отсутствующих в случае сплошной мишени.3.

При воздействии фемтосекундного лазерного импульса синтенсивностью порядка 1021 Вт/см2 на металлическую мишеньсубмикронной толщины, ускоренные электроны со средней энергией K0генерируют гамма-кванты тормозного излучения со средней энергиейE ,связаннойсK0аппроксимационнымсоотношениемE  0.039 K0  0.016 , где E и K0 выражаются в мегаэлектронвольтах.94. Движение релятивистской заряженной частицы в плоскойэлектромагнитнойволне с медленно меняющейся амплитудойприближенно описывается формулами для движения частицы вмонохроматической волне с заменой в них постоянной амплитуды поляна его амплитуду в точке нахождения частицы. Критерий применимостиданногоприближенияFWHM 3 1  ,T4длягауссовскогоимпульсаимеетвидгде FWHM - длительность импульса,   I2 / 1.37  1018  , I(Вт/см2) - интенсивность,  (мкм) - длина волны, T - период колебанийэлектромагнитной волны.5.

Причиной возникновения электрических импульсов в воде инекоторыхдругихполярныхжидкостяхприихоблученииинфракрасным лазерным излучением с интенсивностью ниже порогаплазмообразования является термодиффузионное разделение продуктовдиссоциациижидкостиприеелазерномнагреве.Вслучаевозникновения взрывного вскипания жидкости и формирования в нейпаровой полости, напряженность электрического поля в которой вдесятки раз больше, чем в жидкости, амплитуда электрическихимпульсов существенно возрастает.Практическаяценностьрезультатовработы.Результатыдиссертационной работы могут быть использованы при разработкеновых и оптимизации существующих лазерно-плазменных источниковкорпускулярногоиэлектромагнитногоизлучения,атакжевэкспериментальных исследованиях новых типов мишеней и режимовлазерноговоздействиянасовременныхлазерныхустановкахпетаваттного уровня мощности, перспективных для задач лазерноготермоядерного синтеза, диагностики быстропротекающих процессов,адронной терапии, лабораторной астрофизики и др.Апробацияработы.Результатыдиссертационнойработыдокладывались на Международных конференциях ICONO/LAT (2007,2010, 2013), Laser Optics (2010, 2012), Plasma physics and plasma10technologies-2009,NonlinearOptics:East-WestReunion-2011,Международном симпозиуме Complex systems of charged particles andtheir interaction with electromagnetic radiation (2008, 2010, 2011, 2012,2013), на Всероссийской школе для студентов, аспирантов, молодыхученых и специалистов по лазерной физике и лазерным технологиям(2008, 2009, 2010, 2011, 2012, 2013), XIV Школе молодых ученых«Актуальные проблемы физики» ФИАН - 2012, на научном семинареИПФ РАН, научном семинаре ОИВТ РАН, научном семинаре ИС РАН,научном семинаре ИЛФИ ФГУП РФЯЦ ВНИИЭФ, различных научныхсеминарах ИОФ РАН.Личный вклад автора определяется непосредственным, а вбольшинстве случаев, определяющим участием на всех стадияхвыполнения работы, включая анализ текущего состояния научнойпроблемы, постановку задач, построение математических моделей,проведение численного моделирования, анализ и интерпретациюполученныхданных,атакжепубликациюрезультатов.Подруководством автора подготовлена одна диссертация на соисканиестепени кандидата физико-математических наук.Публикации Основные результаты диссертации опубликованы в42 статьях, из которых 29 входят в перечень рецензируемых журналов иизданий, рекомендованных ВАК.Структура диссертации.

Диссертационная работа состоит извведения, четырех глав и заключения. Работа изложена на 248 страницахи содержит 69 рисунков, 1 таблицу и списки цитируемой литературы (поглавам, общее число ссылок 197, включая пересекающиеся).11ГЛАВА 1. ДВИЖЕНИЕ ЗАРЯЖЕННОЙ ЧАСТИЦЫ ВИНТЕНСИВНОМ ЛАЗЕРНОМ ПОЛЕ1.1 ВведениеПроблема лазерного ускорения частиц исследуется в течение уженескольких десятилетий (см. [1-3] и цитируемую там литературу).

Прианализе имеющихся экспериментальных результатов и прогнозированиирезультатов вновь предлагаемых экспериментов приходится прибегать кчисленным расчетам, так как точное аналитическое решение задачи одвижении частицы в поле реального лазерного импульса невозможно(см. [4-7]). Чтобы быть уверенным в корректности компьютерныхрасчетов, желательно иметь возможность сравнения их результатов срезультатами аналитического исследования для тех предельных случаев(даже далеких от реальных лазерных импульсов), когда аналитическоерешение становится возможным. Мы имеем в виду решение задачи врамках классической физики, это относится и к частицам, и кэлектромагнитномуполю;соответствующиеквантовыеэффектырассматриваются в работе [8].Точное решение имеет задача о движении частицы в плоскойэлектромагнитной волне, это решение было получено Френкелем [9] иЛандау и Лифшицем [10] различными методами: в [9] решаетсяуравнение движения, в [10] – уравнение в частных производныхГамильтона-Якоби.

Решение выражается в виде интегралов, которыеточно вычисляются для двух случаев: строго монохроматическая волнаи монохроматический волновой пакет с резкими передним и заднимфронтами.Если же волна – квазимонохроматическая, то вычислениеинтегралов,входящихврешение[9],[10],возможнотолько12приближенное. Оно справедливо, когда параметр  ~ 1  , который0можно называть параметром адиабатичности (  - частота волны, а  0 характерное время изменения амплитуды полей), достаточно мал. Приполучении ответа приходится полагать, что   1 . Представляет интересвопрос о том, насколько действительно должен быть мал параметрадиабатичности  , чтобы приближенное решение только в допустимыхпределахотличалосьотистинного.Когдарешениеявляетсяприближенным, то – наоборот – желательно иметь возможностьпроверить его с помощью компьютерного расчета, в достаточнойточности которого была возможность удостовериться ранее.Такаяпроверка была проведена при помощи двухмерной XZ – версииэлектромагнитного 3D PIC кода КАRАТ [11].Дальнейший материал разбит по следующим разделам.

В разделе1.2 мы для полноты изложения даем вывод результатов Френкеля иЛандау и Лифшица для задачи о частице в плоской волне. При этом мыследуем в основном [9]. В разделе 1.3 из общего решения Френкелястрого получается решение задачи о движении частицы в полемонохроматического импульса с резкими фронтами. Полученные здесьрезультаты полностью совпадают с результатами, полученными ранее вработе [1]. В разделе 1.4 из общего решения Френкеля получаетсяточноерешениезадачиодвижениичастицывстрогомонохроматической плоской волне. Это решение полностью совпадает срешением, полученным нами ранее в работе [12]. Это решение полученодля произвольной (лабораторной) системы отсчета.

Решение задачи одвижении частицы в монохроматической плоской волне в однойвыделенной системе отсчета – системе отсчета, где «частица в среднемпокоится», получено Ландау и Лифшицем [10, §48]. В статье [13]результаты [10, §48] подвергаются критике. Представляется интереснымвыяснить, насколько справедлива эта критика. От лабораторной системы13отсчета можно, разумеется, перейти и к системе отсчета, где «частица всреднем покоится». При переходе мы из своих результатов получаемрезультаты, тождественные результатам Ландау и Лифшица. Такимобразом, критика в [13] результатов Ландау и Лифшица не обоснована(нужно только знать, что понимается в [10, §48] под системой отсчета,где «частица в среднем покоится»).

Результаты, представленные в этомразделе, сравниваются также и с другими работами, в которыхисследуется аналогичная задача.В разделе 1.5 получено приближенное решение задачи о движениичастицы в квазимонохроматической плоской волне – решение в низшемпорядке по приведенному выше параметру  .

Полученные результатысравниваются с соответствующими результатами других работ. Вразделе 1.6 приводится сравнение результатов приближенного решениязадачи из раздела 1.5 с результатами численного решения точныхуравнений движения частицы в квазимонохроматической плоской волне.Полученкритерийприменимостиадиабатическогоприближения,использованного в аналитическом решении. Наконец, в Заключении 1.7кратко формулируются результаты первой главы диссертации.1.2 Движение частицы в плоской электромагнитной волнеСкалярный потенциал электромагнитного поля полагаем равнымнулю. Тогда напряженности электрического поля E (r, t ) и магнитногополя H (r, t ) выражаются через векторный потенциал A(r, t ) (см.

[10,§46]):  1 A(r , t )E (r , t )  ,c t  H (r , t )  rot A(r , t ) .(2.1)Потенциал A электромагнитной волны можно выбрать так, чтобы(см. [10, §46])14тогда div A(r , t )  0 , A(r , t ) удовлетворяет(2.2)волновому уравнению 1 2 A A 2 2  0;c t2(2.3)такому же уравнению, очевидно, удовлетворяют и поля E и H (2.1).Для плоской волны координатные оси можно выбрать так, что Aбудет зависеть только от одной координаты (и времени). В качестве этойкоординаты выберем z .

Тогда (см. [10,§47]) A(r , t )  A( ) ,z t .c(2.4)Условие (2.2) приводится в данном случае к условиюAz 0.z(2.5) AzdAz1 dAz 0 и Az  const . К A(r , t ). Поэтомуzс dd можно прибавить любой постоянный вектор (при этом поля E и H (2.1)Но согласно (2.4),не изменяются), поэтому без каких-либо ограничений полагаемAz (r , t )  0.(2.6)По формулам (2.1) с учетом (2.6) имеем (см. [10, §47])1E x  H y   A x ,c1E y   H x   A y , E z  H z  0 ,c(2.7)где A dA.At dУравнение движения частицы с массой m(2.8)и зарядом q вэлектромагнитном поле имеет вид [10, §17]15dp1 q E  V  H  ,dtc(2.9)где импульс частицы выражается через ее скорость V [10, §9]pmV1V 2 c2.(2.10)Изменение энергии частицыmc 21V2c2 m2c 4  c 2 p 2(2.11)определяется уравнением [10, §17] d q E V .dt(2.12)Из (2.10) и (2.11) следует связь между p , V и  [10, §9] Vp 2 .cВслучае(2.13)плоскойволны(2.7)-(2.8)уравнения(2.9)и(2.12)приводятся к видуdpiq  V  dA    1  z  i , i  x, y;dtcc  d(2.14)dp z 1 dqdA. 2Vdtc dtdc(2.15)Из (2.15) следует, что (см.