Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле

Приводится описание кода QUILL, позволяющего моделировать квантовые процессы в сильном лазерном поле, например, процессы излучения электронами жестких фотонов и процессы распада фотонов с образованием электрон-позитронных пар. Учет данных процессов необходим во многих эксперимента...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2010
Автори:	Неруш, Е.Н, Костюков, И.Ю
Формат:	Стаття
Мова:	Російська
Опубліковано:	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України 2010
Теми:	Сильноточная релятивистская электроника
Онлайн доступ:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17287
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле / Е.Н. Неруш, И.Ю. Костюков // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 4. — С. 3-7. — Бібліогр.: 5 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

_version_	1859669304469880832
author	Неруш, Е.Н Костюков, И.Ю
author_facet	Неруш, Е.Н Костюков, И.Ю
citation_txt	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле / Е.Н. Неруш, И.Ю. Костюков // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 4. — С. 3-7. — Бібліогр.: 5 назв. — рос.
collection	DSpace DC
description	Приводится описание кода QUILL, позволяющего моделировать квантовые процессы в сильном лазерном поле, например, процессы излучения электронами жестких фотонов и процессы распада фотонов с образованием электрон-позитронных пар. Учет данных процессов необходим во многих экспериментах по взаимодействию сверхсильного лазерного излучения с веществом. Приведены примеры результатов численного моделирования в различных задачах. Наведено опис коду QUILL, що дозволяє моделювати квантові процеси в сильному лазерному полі, наприклад, процеси випромінювання електронами жорстких фотонів і процеси розпаду фотонів з утворенням електрон-позитронних пар. Облік даних процесів необхідний в багатьох експериментах із взаємодії надсильного лазерного випромінювання з речовиною. Наведені приклади результатів чисельного моделювання в різних завданнях. The new PIC-Monte-Carlo code QUILL that allows to model QED effects in superstrong laser field is presented. Such effects as photon emission and pair production can be modeled. These effects should be taken into account in simulations of interactions of high-intense laser pulses with matter. The results of numerical simulations are discussed.
first_indexed	2025-11-30T13:07:19Z
format	Article
fulltext	СИЛЬНОТОЧНАЯ РЕЛЯТИВИСТСКАЯ ЭЛЕКТРОНИКА УДК 533.9 МОДЕЛИРОВАНИЕ ЭФФЕКТОВ КВАНТОВОЙ ЭЛЕКТРОДИНАМИКИ В СВЕРХСИЛЬНОМ ЛАЗЕРНОМ ПОЛЕ Е.Н. Неруш, И.Ю. Костюков Институт прикладной физики РАН, Нижний Новгород, Россия E-mail: kost@appl.sci-nnov.ru Приводится описание кода QUILL, позволяющего моделировать квантовые процессы в сильном лазер- ном поле, например, процессы излучения электронами жестких фотонов и процессы распада фотонов с об- разованием электрон-позитронных пар. Учет данных процессов необходим во многих экспериментах по взаимодействию сверхсильного лазерного излучения с веществом. Приведены примеры результатов числен- ного моделирования в различных задачах. 1. ВВЕДЕНИЕ В настоящее время достигнуты интенсивности лазерного излучения порядка 1022 Вт/см2. В бли- жайшее время планируется увеличение интенсивно- сти лазерного излучения на три порядка [1]. При столь высоких интенсивностях излучения движение заряженных частиц в лазерном импульсе становится ультрарелятивистским, кроме того, возникает необ- ходимость учитывать силу радиационного трения, а также квантовые эффекты, например, квантовую отдачу при излучении электроном фотона и распад жестких фотонов с образованием электрон- позитронных пар. Эти эффекты могут существенно влиять на движение заряженных частиц и их энерге- тические спектры, что может оказаться важным для таких приложений, как ускорение электронов и ио- нов, генерация высоких гармоник и т. д. Одним из наиболее распространенных способов исследования взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом является численное модели- рование, использующее метод частиц в ячейках (par- ticle-in-cell, PIC). Нами разработан код QUILL (QUantum Intense-Laser-matter interaction simuLation), использующий PIC-метод и метод Мон- те-Карло для моделирования процессов излучения и распада фотонов в лазерной плазме. В коде QUILL для описания вероятностей процессов используются результаты квазиклассического подхода Байера- Каткова. В рамках этого подхода для описания дви- жения электрона используются квазиклассические волновые функции. Возможность их использования объясняется тем, что энергия электрона много больше энергии нижнего уровня и расстояния меж- ду энергетическими уровнями в рассматриваемых электромагнитных полях. Вероятность процесса рассчитывается с использованием выражений, полу- чаемых в первом порядке теории возмущений. По- лученные Байером и Катковым формулы для веро- ятности излучения и спектрального распределения вероятности синхротронного излучения справедли- вы в очень широкой области параметров и могут быть применены как в классическом (при энергии излученного фотона, много меньшей энергии элек- трона), так и в квантовом (энергия излученного фо- тона порядка начальной энергии излучившего его электрона) пределах. Таким образом, можно счи- тать, что электрон движется по классической траек- тории, однако в некоторые моменты времени излу- чает фотон в направлении своего движения, теряя при этом энергию, равную энергии фотона. Из этой теории также следует, что определяющим парамет- ром, отделяющим квантовую область от классиче- ской, является параметр crEE /γχ ⊥= , где – швингеровское поле [2]; – поперечная (по направлению к скорости) сила, де- ленная на модуль заряда электрона; )\|/(\|32 hecmEcr = ⊥E 1<<χ соответ- ствует классической области, 1>>χ – квантовой. Следует отметить, что метод Монте-Карло может быть использован и для описания синхротронного излучения (и силы радиационного трения) в класси- ческом пределе, поскольку в классическом пределе излучение фотонов происходит достаточно редко. 2. МЕТОД МОНТЕ-КАРЛО В PIC-кодах, как правило, для вычисления траек- тории движения квазичастиц используется метод Бо- риса. В этом методе в качестве начальных условий на шаге используются значения импульса и координаты в некоторые моменты времени: np и 2/1+nr , где верхний индекс обозначает соответствующий момент времени (например, n обозначает момент времени tnt Δ= , tΔ – шаг по времени в программе). При квантовых расчетах шаг сетки, необходимый для правильного описания вероятностей процессов, мно- го меньше, чем шаг, необходимый для достаточно точного описания движения частицы. Шаг, используемый в программе, может быть в десятки и сотни раз меньше длины волны лазерного излучения, поэтому приближенно в выражениях для вероятностей квантовых процессов можно исполь- зовать значение поля в момент времени 2/1+n вместо значения поля в момент времени . Таким образом, можно считать, что нам известно распре- деление вероятности излучения в единицу времени n ___________________________________________________________ ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ. 2010. № 4. Серия: Плазменная электроника и новые методы ускорения (7), с.3-7. 3 по частоте )(ωw , а также распределение вероятно- сти рождения электрон-позитронной пары в момент времени, соответствующий . Остановимся под- робно на процессе излучения. Разобьём интервал частот от 0 до n h/ε на отрезки длиной ωΔ . Выберем интервал времени τ такой, что 1)( <<Δωτωw для характерных частот, соответствующих максимуму в распределении интенсивности излучения по частоте. Вероятность излучения фотона за время τ в частот- ном интервале [ ]ωω Δ+Δ )1(, ii приближенно равна [ ] ωτω ΔΔ+ )2/1(iw . Если эта величина оказывается больше случайной величины , имеющей равно- мерное распределение на отрезке , то происхо- дит излучение фотона на частоте f ]1,0[ ωΔ+ )2/1(i . Пере- бор частот можно осуществить, организовав цикл по i, однако можно избежать этого, выбрав [ ])/( ωετ ΔΔ= htfloor . При этом, очевидно, вместо цикла по используем цикл по времени, на каждом временном шаге вычисляя только одно значение вероятности для некоторой частоты. Для того чтобы сгладить дискретность частотного интервала и изба- виться от возможных паразитных эффектов, связан- ных с его последовательным прохождением, можно вместо последовательного перебора частот восполь- зоваться следующим способом. Вычислим случай- ную величину g, имеющую равномерное распреде- ление на отрезке и с использованием этой ве- личины вычислим частоту излучения i ]1,0[ h/gεω = . Таким образом, в коде QUILL на каждом шаге по времени для каждого электрона с использованием равномерного распределения на отрезке вы- числяются два случайных числа: и ]1,0[ f g . После это- го вычисляется частота излучения h/gεω = и веро- ятность излучения на данной частоте )(ωw . Далее величина h/)( tw Δεω сравнивается с , и, если ока- зывается, что она меньше, чем , происходит излу- чение фотона на частоте f f ω . Следовательно, в рас- четную область добавляется фотон с теми же коор- динатами и направлением скорости, что и у излу- чившего его электрона. Импульс фотона равен ωh . Это значение вычитается из импульса электрона, излучившего этот фотон (угол между направлением скорости излученного фотона и излучившего его электрона γ/1~ считается пренебрежимо малым). Легко проверить, что такой способ дает верное рас- пределение вероятности излучения. Вероятность того, что на временном интервале частота излу- чения попадет в интервал , равна tΔ ΔΩ ε/ΔΩh , веро- ятность излучения равна h/)( tw Δεω , а произведе- ние этих величин даст вероятность излучения фото- на за время на частоте tΔ ω в интервале частот : ΔΩ tw ΔΩΔ)(ω . В данном методе, как уже было отмечено выше, решение об излучении фотона принимается по ре- зультатам сравнения величин и ]1,0[∈f h/)( tw Δεω . Можно заметить, что если в некотором интервале частот ),( ΔΩ+ΩΩ величина 1/)( >ΔΩ htw ε , то получаемое в программе распре- деление вероятности в этом интервале будет равно не )(Ωw , а )/( tΔεh . Таким образом, предлагаемый алгоритм принятия решения об излучении фотона применим только в том случае, если для существен- ных частот задачи выполнено условие 1/)( <Δ htw εω . Существенными частотами следует считать те частоты, на которых излучается значи- тельная энергия, т.е. частоты, лежащие вблизи мак- симума спектра интенсивности. Например, для син- хротронного спектра )(ωw стремится к бесконечно- сти на малых частотах, однако энергия, уносимая низкочастотными фотонами, пренебрежимо мала. При использовании предлагаемого алгоритма коли- чество низкочастотных фотонов будет во много раз меньше, чем в реальной ситуации, однако этот факт, практически, не скажется на энергетических спек- трах электронов. Кроме того, для учета низкочас- тотных фотонов не будут расходоваться компью- терные ресурсы. Таким образом, необходимым условием приме- нимости данного алгоритма является следующее: 1/)( <Δ htw m εω , где mω – частота, соответствую- щая максимуму спектральной интенсивности. Дру- гое условие применимости связано с тем, что мы предполагали, что на времени одного шага излу- чается не более одного фотона. Это предположение справедливо, если tΔ 1<<ΔtW , где – полная веро- ятность излучения в единицу времени. Для широко- го спектра, ширина которого порядка начальной энергии электрона, деленной на постоянную План- ка, второе условие оказывается более жестким, чем первое. Для достаточно узкого спектра (например, в классическом пределе ширина спектра порядка W mω , а h/εω <<m , а при 1>>χ спектр прижат к h/2γω mc= ) первое условие может стать достаточ- но жестким. Однако в этом случае можно выбрать более узкий интервал частот, содержащий сущест- венные частоты. Как и ранее, с помощью одного числа, имеющего равномерное распределение, мож- но выбирать частоты из этого интервала, а с помо- щью другого ( ) принимать решение об излучении фотона. При сравнении с числом , как и ранее, следует умножать f f )(ωw на tΔ и ширину частотного интервала, которая теперь не равна h/ε . Таким об- разом, ограничение h/)( tw m Δεω оказывается пре- одолимым, если выполнено условие 1<<ΔtW , кото- рое, следовательно, является единственным услови- ем применимости данного алгоритма принятия ре- шения об излучении фотона. В то же время стан- дартные условия применимости PIC-моделирования также должны быть выполнены, в частности, число частиц должно быть достаточным для корректной аппроксимации функции распределения. Аналогич- ным образом работает численная схема, описываю- щая рождение электрон-позитронной пары в резуль- тате распада фотона в сильном поле. 4 Оказывается, что полная вероятность излучения в единице времени в интенсивных электромагнит- ных полях может быть достаточно велика. Напри- мер, при столкновении электронного пучка с лазер- ным импульсом эта вероятность может быть оцене- на как отношение мощности синхротронного излу- чения к mωh . При этом оказывается, что для выпол- нения условия необходимо использовать временной шаг 1<<ΔtW )/(137~ 0ωatΔ , где – нормиро- ванная на 0a \|\|/ emcω амплитуда электрического поля лазерного импульса. Таким образом, при необходимо использовать временной шаг, много меньший периода лазерной волны, при этом он мо- жет оказаться меньше, чем временной шаг, достаточ- ный для получения нужной точности в решении уравнений Максвелла и уравнений движения частиц. 1000 >>a Достоинством данного метода вычислений явля- ется то, что при его использовании не возникает необходимости в генерации случайных чисел, имеющих распределение, отличное от равномерно- го. Следует также отметить, что в коде QUILL для вычисления функции )(ωw используются аппрок- симационные формулы, дающие достаточно хоро- шее совпадение с квазиклассическими формулами, приведенными, например в [2], как в квантовом, так и в классическом пределах. 3. ПРОВЕРКА ЧИСЛЕННОЙ СХЕМЫ Для проверки численной схемы использовали следующие тесты. Сначала проверялось излучение сгустка релятивистских электронов в сильном маг- нитном поле. Для сгустка из 2000 электронов рас- считывалось среднее время излучения первого фо- тона. Для его вычисления находилась сумма време- ни излучения электронов, которая делилась на число электронов в сгустке. Согласно теории характерное время излучения фотона электроном в результате магнитотормозного излучения определяется выра- жением; ( ) , 3 2 1 775 33 , 3/2 0 3 22 1 dxxK x xxmcW Wt rad radrad ⎟⎟ ⎠ ⎞ ⎜⎜ ⎝ ⎛ + ++ = = ∫ ∞ − χγπ α h (1) где – постоянная тонкой структуры; ce h/2=α ( )xK 3/2 – модифицированная функция Бесселя. Для электрона с энергией γ =104 и поперечного магнитного поля с напряженностю Гс квантовый параметр равен 91031 ⋅⋅=B 3.0≈χ , а характерное время излучения электрона, согласно формуле (1), равно с. Среднее время излучения, полученное из моделирования, с. Для других параметров результаты следующие. Для γ=10 15106.5 −⋅≈radt 15 , 108.5 −⋅≈simradt 5 и Гс: 91031 ⋅⋅=B 3≈χ , с и с; для γ =10 15109.7 −⋅≈radt 15 , 108.7 −⋅≈simradt 6 и Гс имеем 91031 ⋅⋅=B 30≈χ , с и с; для γ =10 141045.1 −⋅≈radt 14 , 1034.1 −⋅≈simradt 5 и Гс: 101031 ⋅⋅=B 30≈χ , с и с; для γ =10 15104.1 −⋅≈radt 14 , 104.1 −⋅≈simradt 4 и Г: 101031 ⋅⋅=B 3≈χ , с и с; для γ=1016109.7 −⋅≈radt 16 , 101.8 −⋅≈simradt 3 и Гс: 101031 ⋅⋅=B 3.0≈χ , с и с. Как следует из полученных результатов, данные, полученные из моделирования, находятся в хорошем согласии с данными, следующими из формулы (1). 16106.5 −⋅≈radt 16 , 104.7 −⋅≈simradt Аналогичным образом проверялось рождение пар в результате распада фотона в сильном магнитном поле. Для сгустка из 2000 фотонов рассчитывалось время рождения пары. Согласно теории характерное время рождения пары в резуль- тате распада фотона в сильном магнитном поле оп- ределяется выражением: , )1(3 8 1 9 33 , 23/2 1 0 2 22 1 dx x K x xmcW Wt pair pairpair ⎟ ⎟ ⎠ ⎞ ⎜ ⎜ ⎝ ⎛ −− − = = ∫ − κεπ α h (2) где ε – энергия фотона. Для фотона с энергией эВ и поперечного магнитного поля с напряженностю Гс квантовый параметр 9101.5 ⋅=ε 101031 ⋅⋅=B 3≈κ , а характерное время излучения электрона, согласно формуле (2), с. Среднее время излучения, полученное из моделирования, с. Для других параметров результаты следующие. Для эВ и Гс: 15109.7 −⋅≈pairt 15 , 107.8 −⋅≈simpairt 10101⋅=ε 101031 ⋅⋅=B 6≈κ , с и с; для эВ и Гс: 15107.5 −⋅≈pairt 15 , 101.6 −⋅≈simpairt 8101.5 ⋅=ε 111031 ⋅⋅=B 3≈κ , с и с; для эВ и Гс: 16106.7 −⋅≈pairt 16 , 106.7 −⋅≈simpairt 9101.5 ⋅=ε 111031 ⋅⋅=B 30≈κ , с и с. Как следует из полученных результатов, данные, полученнные из моделирования, находятся в хорошем согласии с данными, следующими из формулы (2). 16109.5 −⋅≈pairt 16 , 101.6 −⋅≈simpairt 4. РЕЗУЛЬТАТЫ ЧИСЛЕННОГО МОДЕЛИРОВАНИЯ В последнее время достаточно актуальной явля- ется задача о столкновении лазерного импульса с ультрарелятивистским электронным пучком. На пролетающие сквозь лазерный импульс электроны действует большая поперечная сила со стороны по- лей лазерного импульса, из-за чего электроны ин- тенсивно излучают и теряют энергию. Подобная схема эксперимента может быть использована для проверки квантовой электродинамики [3] или для описания движения электронов с введением силы радиационного трения в классическом пределе [4]. Код QUILL позволяет провести моделирование за- дачи столкновения лазерного импульса с электрон- ным пучком в различных режимах. Одним из основных параметров задачи является параметр χ . Для электрона, сталкивающегося с лазерным импульсом справедлива оценка , ma /~ 0 ωγχ h . Здесь считаем, что , и на- правление распространения лазерного импульса противоположно направлению распространения электронного пучка. Другим важным параметром 2 0a>>γ 5 является характерное время излучения одного фото- на. Его можно оценить как отношение характерной энергии фотона mωh к мощности излучения. Ис- пользуя выражения для мощности излучения в кван- товом и классическом пределах из [2] и учитывая, что в классическом пределе , а в кванто- вом – , можно написать выражение для характерного времени излучения фотона , спра- ведливое как в классическом, так и в квантовом пределах: ωγω 2 0~ am γω 2~ mch 1~Wt γχ /1 3/1 21~ )1(~ l e clW + h , (3) где – путь, пройденный электроном за время ; – длина формирования излучения, равная пути, который пройдет электрон за то время, на ко- тором направление его скорости отклонится на угол 1~Wl 1~Wt γ/1l γ/1 ; )/(~ 0/1 ωγ acl . Из точного решения задачи о движении электрона в поле лазерного импульса с учетом силы радиационного трения в форме Лан- дау-Лифшица [5] можно получить выражение для гамма-фактора электрона после пролёта через ли- нейно поляризованный гауссов лазерный импульс ( , здесь и далее считаем , длину нормируем на )/)(exp( 22 xtxE σ−−∝ 1=c ω/c ): 2/1 0 2 0 0 πσγ γ γ xra+ = , (4) где 0γ – начальный гамма-фактор электрона, . )3/(4 22 λπ mcer = Рис.1. Спектр электронного пучка после столкновения с лазерным импульсом; =5, 0a xσ =200, 0γ =2000 Рис.2. Спектр электронного пучка после столкновения с лазерным импульсом; =20, 0a xσ =10, 0γ =2000 dN e / d γ, о т н. е д. Рис.3. Спектр электронного пучка после столкнове- ния с лазерным импульсом; =100, 0a xσ =10, 0γ =20000 На Рис.1-3 показаны энергетические спектры сгустков электронов, полученные с помощью чис- ленного моделирования в различных режимах взаи- модействия электронного пучка с линейно поляри- зованным лазерным импульсом ( λ =0.8 мкм). Пред- полагается, что ширина лазерного импульса много больше ширины электронного пучка. Рис.1 соответ- ствует следующим параметрам: =5, 0a xσ =200, 0γ =2000, при этом χ ~0.03<<1, ~30. Данные параметры соответствуют классическому режиму излучения, однако отношение 1~ 1~Wl / Wx lσ не очень велико. Из этого следует, что электроны испускают не очень большое количество фотонов и разброс как по количеству излученных фотонов, так и по поте- рянной энергии может быть значительным, чем и объясняется большая ширина энергетического спек- тра (см. Рис.1). Следует отметить, что в рамках классической электродинамики энергия фотона бес- конечно мала, и ширина энергетического спектра стремится к нулю, при этом гамма-фактор электро- нов в рамках классической электродинамики после взаимодействия равен γ =1580 (см. уравнение (4)), что находится в хорошем соответствии со средним гамма-фактором (γ =1568), полученным из спектра на Рис.1, несмотря на большую ширину энергетиче- ского спектра. Таким образом, в некоторых случаях следует учитывать квантовый характер излучения даже при 1<<χ . dN e / d γ, о т н. е д. Рис.2 соответствует параметрам =20, 0a xσ =10, 0γ =2·103, при этом χ ~0.1, ~10. В данном слу- чае 1~ 1~Wl / Wx lσ ~1, электроны в среднем за время взаи- модействия излучают по одному фотону. Некоторые электроны вообще не излучают фотонов, о чем сви- детельствует пик в спектре при γ =2000. Кроме то- го, средние потери энергии электронов порядка ве- личины энергетического разброса. Рис.3 соответст- вует параметрам =100, 0a xσ =10, 0γ =20000, при этом χ ~6, 1~W ~1. Электроны теряют значитель- ную часть начальной энергии, кроме того, для большого числа излученных тонов 1≥ l dN e / d γ, о т н. е д. фо κ . Часть этих фотонов распадается в поле лазерного импуль- са с образованием электрон-позитронных пар, что и наблюдается в численном эксперименте. 6 ЗАКЛЮЧЕНИЕ Нами разработан код QUILL, позволяющий мо- делировать квантовые процессы в сильном лазерном поле, например, процессы излучения электронами жестких фотонов и процессы распада фотонов с об- разованием электрон-позитронных пар. Учет дан- ных процессов необходим во многих экспериментах по взаимодействию сверхсильного лазерного излу- чения с веществом. Код основан на численной схе- ме, использующей метод частиц в ячейках и метод Монте-Карло. Предполагается дальнейшее развитие кода, в частности, разработка модуля «слипания макрочастиц» для предотвращения переполнения вычислительной памяти при сверхбыстром развитии электромагнитного каскада–лавины, состоящей из фотонов и ускоряемых в сильном поле электронов и позитронов. Результаты получены при проведении поисковой научно-исследовательской работы в рамках реали- зации ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009-2013гг. и при поддержке Российского фонда фундаменталь- ных исследований. ЛИТЕРАТУРА 1. http://www.exstreme-light-infrastructure.eu/ 2. В.Б. Берестецкий, Е.М. Лифшиц, Л.П. Питаевский. Теоретическая физика, Квантовая электроди- намика // М.: «Физматлит», 2002, т.IV. 3. C. Bamber, et al. Studies of nonlinear QED in colli- sions of 46.6 GeV electrons with intense laser pulses // Physical Review D. 1999, v.60, p.092004. 4. A.Di Piazza, K.Z. Hatsagortsyan, C.H. Keitel. Strong Signatures of Radiation Reaction Below the Radiation-Dominated Regime // Physical Review Letters. 2009, v.102, p.254802. 5. A.Di Piazza. Exact solution of the Landau-Lifshitz equation in a plane wave // arXiv: 0801.1751v2 [physics.optics], 2008. Статья поступила в редакцию 09.06.2010 г. MODELLING OF QED EFFECTS IN SUPERSTRONG LASER FIELD E.N. Nerush, I.Yu. Kostyukov The new PIC-Monte-Carlo code QUILL that allows to model QED effects in superstrong laser field is presented. Such effects as photon emission and pair production can be modeled. These effects should be taken into account in simulations of interactions of high-intense laser pulses with matter. The results of numerical simulations are dis- cussed. МОДЕЛЮВАННЯ ЕФЕКТІВ КВАНТОВОЇ ЕЛЕКТРОДИНАМІКИ У НАДСИЛЬНОМУ ЛАЗЕРНОМУ ПОЛІ Є.Н. Неруш, І.Ю. Костюков Наведено опис коду QUILL, що дозволяє моделювати квантові процеси в сильному лазерному полі, на- приклад, процеси випромінювання електронами жорстких фотонів і процеси розпаду фотонів з утворенням електрон-позитронних пар. Облік даних процесів необхідний в багатьох експериментах із взаємодії надси- льного лазерного випромінювання з речовиною. Наведені приклади результатів чисельного моделювання в різних завданнях. 7
id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-17287
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
issn	1562-6016
language	Russian
last_indexed	2025-11-30T13:07:19Z
publishDate	2010
publisher	Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
record_format	dspace
spelling	Неруш, Е.Н Костюков, И.Ю 2011-02-25T10:53:43Z 2011-02-25T10:53:43Z 2010 Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле / Е.Н. Неруш, И.Ю. Костюков // Вопросы атомной науки и техники. — 2010. — № 4. — С. 3-7. — Бібліогр.: 5 назв. — рос. 1562-6016 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17287 533.9 Приводится описание кода QUILL, позволяющего моделировать квантовые процессы в сильном лазерном поле, например, процессы излучения электронами жестких фотонов и процессы распада фотонов с образованием электрон-позитронных пар. Учет данных процессов необходим во многих экспериментах по взаимодействию сверхсильного лазерного излучения с веществом. Приведены примеры результатов численного моделирования в различных задачах. Наведено опис коду QUILL, що дозволяє моделювати квантові процеси в сильному лазерному полі, наприклад, процеси випромінювання електронами жорстких фотонів і процеси розпаду фотонів з утворенням електрон-позитронних пар. Облік даних процесів необхідний в багатьох експериментах із взаємодії надсильного лазерного випромінювання з речовиною. Наведені приклади результатів чисельного моделювання в різних завданнях. The new PIC-Monte-Carlo code QUILL that allows to model QED effects in superstrong laser field is presented. Such effects as photon emission and pair production can be modeled. These effects should be taken into account in simulations of interactions of high-intense laser pulses with matter. The results of numerical simulations are discussed. Результаты получены при проведении поисковой научно-исследовательской работы в рамках реализации ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009-2013гг. и при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований. ru Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України Сильноточная релятивистская электроника Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле Моделювання ефектів квантової електродинаміки у надсильному лазерному полі Modelling of qed effects in superstrong laser field Article published earlier
spellingShingle	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле Неруш, Е.Н Костюков, И.Ю Сильноточная релятивистская электроника
title	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле
title_alt	Моделювання ефектів квантової електродинаміки у надсильному лазерному полі Modelling of qed effects in superstrong laser field
title_full	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле
title_fullStr	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле
title_full_unstemmed	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле
title_short	Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле
title_sort	моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле
topic	Сильноточная релятивистская электроника
topic_facet	Сильноточная релятивистская электроника
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/17287
work_keys_str_mv	AT nerušen modelirovanieéffektovkvantovoiélektrodinamikivsverhsilʹnomlazernompole AT kostûkoviû modelirovanieéffektovkvantovoiélektrodinamikivsverhsilʹnomlazernompole AT nerušen modelûvannâefektívkvantovoíelektrodinamíkiunadsilʹnomulazernomupolí AT kostûkoviû modelûvannâefektívkvantovoíelektrodinamíkiunadsilʹnomulazernomupolí AT nerušen modellingofqedeffectsinsuperstronglaserfield AT kostûkoviû modellingofqedeffectsinsuperstronglaserfield

Моделирование эффектов квантовой электродинамики в сверхсильном лазерном поле

Репозитарії

Схожі ресурси