Нелинейное обратное комптоновское рассеяние

Рассеяние электронов и многих фотонов

Картина нелинейного обратного комптоновского рассеяния.

Нелинейное обратное комптоновское рассеяние ( NICS ), также известное как нелинейное комптоновское рассеяние и многофотонное комптоновское рассеяние , представляет собой рассеяние нескольких низкоэнергетических фотонов , создаваемых интенсивным электромагнитным полем , в высокоэнергетический фотон ( рентгеновское или гамма-излучение ) во время взаимодействия с заряженной частицей , во многих случаях с электроном . ^[1] Этот процесс является инвертированным вариантом комптоновского рассеяния , поскольку, в отличие от него, заряженная частица передает свою энергию исходящему высокоэнергетическому фотону вместо того, чтобы получать энергию от входящего высокоэнергетического фотона. ^{[2] [3] Кроме того, в отличие от комптоновского рассеяния, этот процесс явно нелинейный, поскольку условия для многофотонного поглощения заряженной частицей достигаются в присутствии очень интенсивного электромагнитного поля, например, создаваемого} лазерами высокой интенсивности . ^{[1] [4]}

Нелинейное обратное комптоновское рассеяние — это процесс рассеяния, относящийся к категории явлений взаимодействия света и вещества. Поглощение нескольких фотонов электромагнитного поля заряженной частицей вызывает последующее излучение рентгеновского или гамма-излучения с энергией, сравнимой или превышающей энергию покоя заряженной частицы . ^[4]

Нормализованный векторный потенциал помогает выделить режим, в котором происходит нелинейное обратное комптоновское рассеяние ( — заряд электрона, — масса электрона, скорость света и векторный потенциал). Если , явление испускания можно свести к рассеянию одного фотона электроном, что является случаем обратного комптоновского рассеяния . В то время как, если , происходит НИКС и амплитуды вероятности испускания имеют нелинейные зависимости от поля. По этой причине при описании нелинейного обратного комптоновского рассеяния называется классическим параметром нелинейности. ^{[1] [5]} ${\displaystyle {a_{0}=eA/(mc^{2})}}$ ${\displaystyle e}$ ${\displaystyle m}$ ${\displaystyle c}$ ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle a_{0}\ll 1}$ ${\displaystyle a_{0}\gg 1}$ ${\displaystyle a_{0}}$

История

Физический процесс нелинейного обратного комптоновского рассеяния был впервые теоретически представлен в различных научных статьях, начиная с 1964 года. ^[1] До этой даты появились некоторые основополагающие работы, посвященные описанию классического предела NICS, называемого нелинейным томсоновским рассеянием или многофотонным томсоновским рассеянием. ^{[1] [6]} В 1964 году были опубликованы различные статьи по теме рассеяния электронов в интенсивных электромагнитных полях Л. С. Брауном и Т. В. Б. Кибблом, ^[7] а также А. И. Никишовым и В. И. Ритусом, ^{[8] [9]} и другими. ^{[10] [11] [1]} Разработка высокоинтенсивных лазерных систем, необходимых для изучения этого явления, стимулировала непрерывный прогресс в теоретических и экспериментальных исследованиях NICS. ^[4] Во время первых теоретических исследований термины нелинейное (обратное) комптоновское рассеяние и многофотонное комптоновское рассеяние еще не использовались, и они постепенно появлялись в более поздних работах. ^[12] Случай рассеяния электрона на высокоэнергетических фотонах в поле монохроматической фоновой плоской волны с круговой или линейной поляризацией был одной из наиболее изученных тем в начале. ^{[13] [5] [1]} Затем некоторые группы изучали более сложный нелинейный сценарий обратного комптоновского рассеяния, рассматривая сложные электромагнитные поля конечной пространственной и временной протяженности, типичные для лазерных импульсов. ^{[14] [15]}

Появление методов лазерного усиления и, в частности, усиления чирпированных импульсов (CPA) позволило достичь достаточно высоких интенсивностей лазерного излучения для изучения новых режимов взаимодействия света с веществом и для существенного наблюдения нелинейного обратного комптоновского рассеяния и его специфических эффектов. ^[16] Нелинейное томсоновское рассеяние было впервые обнаружено в 1983 году при столкновении электронного пучка с кэВ и лазером Nd :YAG с модуляцией добротности, обеспечивающим интенсивность Вт/см2 ⁽ ) , были получены фотоны с частотой в два раза большей, чем частота лазера, ^[17] затем в 1995 году при взаимодействии лазера CPA с пиковой интенсивностью около Вт/см2 ^с неоном ^[18] и в 1998 году при взаимодействии лазера Nd:YAG с синхронизированными модами ( Вт/см2 ^, ) с электронами плазмы из струи гелиевого газа, что привело к образованию множественных гармоник частоты лазера. ^[19] NICS был впервые обнаружен в пионерском эксперименте ^[20] в Национальной ускорительной лаборатории SLAC в Стэнфордском университете, США. В этом эксперименте столкновение ультрарелятивистского электронного пучка с энергией около ГэВ с тераваттным лазером на неодимовом стекле с интенсивностью Вт/см ² ( , ), производило фотоны NICS, которые наблюдались косвенно через нелинейный энергетический сдвиг в спектре электронов на выходе; последующее образование позитронов также наблюдалось в этом эксперименте. ^{[21] [1]} ${\displaystyle 1}$ ${\displaystyle 1.7\cdot 10^{14}}$ ${\displaystyle a_{0}=0.01}$ ${\displaystyle 10^{18}}$ ${\displaystyle 4.4\cdot 10^{18}}$ ${\displaystyle a_{0}=1.88}$ ${\displaystyle 46.6}$ ${\displaystyle 10^{18}}$ ${\displaystyle a_{0}=0.8}$ ${\displaystyle \chi =0.3}$

Затем было проведено множество экспериментов путем пересечения высокоэнергетического лазерного импульса с релятивистским электронным пучком из обычного линейного электронного ускорителя, но дальнейшее достижение в изучении нелинейного обратного комптоновского рассеяния было достигнуто с реализацией полностью оптических установок. ^[1] В этих случаях лазерный импульс отвечает как за ускорение электронов через механизмы плазменного ускорения , так и за нелинейное обратное комптоновское рассеяние, происходящее при взаимодействии ускоренных электронов с лазерным импульсом (возможно, встречным по отношению к электронам). Один из первых экспериментов такого типа был проведен в 2006 году, в результате чего были получены фотоны с энергией от до кэВ с помощью лазерного пучка Ti:Sa ( Вт/см2 ⁾ . ^{[22] [1]} Исследования в этой области все еще продолжаются и активны, о чем свидетельствуют многочисленные теоретические и экспериментальные публикации. ^{[23] [24] [25] [26] [27]} ${\displaystyle 0.4}$ ${\displaystyle 2}$ ${\displaystyle 2\cdot 10^{19}}$

Классический предел

Классический предел нелинейного обратного комптоновского рассеяния, также называемого нелинейным томсоновским рассеянием и многофотонным томсоновским рассеянием, является частным случаем классического синхротронного излучения, вызванного силой, действующей на заряженную частицу со стороны интенсивных электрических и магнитных полей. ^[23] Практически движущийся заряд испускает электромагнитное излучение , испытывая при этом силу Лоренца, вызванную наличием этих электромагнитных полей. ^[2] Расчет испускаемого спектра в этом классическом случае основан на решении уравнения Лоренца для частицы и подстановке соответствующей траектории частицы в поля Льенара-Вихерта . ^[1] В дальнейшем рассматриваемыми заряженными частицами будут электроны, и будут использоваться гауссовы единицы .

Компонента силы Лоренца, перпендикулярная скорости частицы, является компонентом, ответственным за локальное радиальное ускорение и, таким образом, за соответствующую часть излучения релятивистского электрона с зарядом , массой и скоростью . ^[2] В упрощенной картине можно предположить локальную круговую траекторию для релятивистской частицы и можно предположить релятивистскую центростремительную силу, равную величине перпендикулярной силы Лоренца, действующей на частицу: ^[28] и являются электрическими и магнитными полями соответственно, является величиной скорости электрона и является фактором Лоренца . ^[2] Это уравнение определяет простую зависимость локального радиуса кривизны от скорости частицы и от электромагнитных полей, ощущаемых частицей. Поскольку движение частицы является релятивистским, величину можно заменить скоростью света, чтобы упростить выражение для . ^[2] Учитывая выражение для , модель, приведенную в Примере 1: изгибающий магнит, можно использовать для приближенного описания классического предела нелинейного обратного комптоновского рассеяния. Таким образом, распределение мощности по частоте нелинейного томсоновского рассеяния релятивистской заряженной частицей можно рассматривать как эквивалент общего случая синхротронного излучения с основными параметрами, явно зависящими от скорости частицы и электромагнитных полей. ^[23] ${\displaystyle e}$ ${\displaystyle m}$ ${\displaystyle \mathbf {v} }$ $${\displaystyle \gamma {\dfrac {mv^{2}}{\rho }}=e{\sqrt {\left(\mathbf {E} +{\dfrac {\mathbf {v} }{c}}\times \mathbf {B} \right)^{2}-\left({\dfrac {\mathbf {E} \cdot \mathbf {v} }{v}}\right)^{2}}}}$$ ${\displaystyle \mathbf {E} }$ ${\displaystyle \mathbf {B} }$ ${\displaystyle v}$ ${\displaystyle \gamma }$ ${\displaystyle \left(1-v^{2}/c^{2}\right)^{-1/2}}$ ${\displaystyle v}$ ${\displaystyle \rho }$ ${\displaystyle \rho }$

Квантовый параметр электрона

При увеличении интенсивности электромагнитного поля и скорости частиц испускание фотонов с энергией, сравнимой с энергией электрона, становится более вероятным, а нелинейное обратное комптоновское рассеяние начинает все больше отличаться от классического предела из-за квантовых эффектов, таких как отдача фотона. ^{[1] [5]} Безразмерный параметр, называемый квантовым параметром электрона, может быть введен для описания того, насколько далеки физические условия от классического предела и насколько важны нелинейные и квантовые эффекты. ^{[1] [5]} Этот параметр определяется следующим выражением:

где В/м — поле Швингера . В научной литературе также называется . ^[23] Поле Швингера , фигурирующее в этом определении, является критическим полем, способным совершать над электронами работу на приведенной длине Комптона , где — приведенная постоянная Планка . ^{[29] [30]} Наличие столь сильного поля подразумевает нестабильность вакуума, и необходимо исследовать нелинейные эффекты КЭД , такие как рождение пар из вакуума. ^{[1] [30]} Поле Швингера соответствует интенсивности около Вт/см ² . ^[23] Следовательно, представляет собой работу в единицах , выполняемую полем на длине Комптона , и таким образом оно также измеряет важность квантовых нелинейных эффектов, поскольку сравнивает напряженность поля в системе покоя электрона с напряженностью критического поля. ^{[13] [5] [31]} Нелинейные квантовые эффекты, такие как рождение пары электрон-позитрон в вакууме, происходят выше критического поля , однако их можно наблюдать и значительно ниже этого предела, поскольку ультрарелятивистские частицы с фактором Лоренца, равным видеть поля порядка в их системе покоя. ^[5] также называется нелинейным квантовым параметром, тогда как он является мерой величины нелинейных квантовых эффектов. ^[5] Квантовый параметр электрона связан с величиной 4-силы Лоренца , действующей на частицу из-за электромагнитного поля, и является лоренц-инвариантом : ^[5] 4-сила, действующая на частицу, равна производной 4-импульса по собственному времени . ^[2] Используя этот факт в классическом пределе, излучаемая мощность согласно релятивистскому обобщению формулы Лармора становится: ^[13] В результате эмиссия улучшается при более высоких значениях и, следовательно, можно провести некоторые рассуждения относительно того, каковы условия для обильной эмиссии, дополнительно оценивая определение ( 1 ). Квантовый параметр электрона увеличивается с энергией электрона (прямо пропорционально ), и он больше, когда сила, оказываемая полем перпендикулярно скорости частицы, увеличивается. ^[28] ${\displaystyle E_{s}=m^{2}c^{3}/(\hbar e)\simeq 1.3\cdot 10^{18}}$ ${\displaystyle \chi }$ ${\displaystyle \eta }$ ${\displaystyle E_{s}}$ ${\displaystyle mc^{2}}$ ${\displaystyle \hbar /(mc)}$ ${\displaystyle \hbar }$ ${\displaystyle 10^{29}}$ ${\displaystyle \chi }$ ${\displaystyle mc^{2}}$ ${\displaystyle \hbar /(mc)}$ ${\displaystyle E_{s}}$ ${\displaystyle E_{s}/|\mathbf {E} |}$ ${\displaystyle E_{s}}$ ${\displaystyle \chi }$ $${\displaystyle \chi ={\dfrac {e\hbar }{m^{3}c^{4}}}|F_{\alpha \beta }p^{\alpha }|}$$ $${\displaystyle P={\dfrac {2}{3}}{\dfrac {e^{2}m^{2}c^{3}}{\hbar ^{2}}}\chi ^{2}}$$ ${\displaystyle \chi }$ ${\displaystyle \gamma }$

Случай плоской волны

Рассматривая плоскую волну, квантовый параметр электрона можно переписать, используя это соотношение между электрическим и магнитным полями: ^[2] где - волновой вектор плоской волны и величина волнового вектора. Подставляя это выражение в формулу : где использовалось векторное тождество . Развернув выражение: Поскольку для плоской волны и последние два члена под квадратным корнем компенсируют друг друга, сводится к: ^[28] $${\displaystyle \mathbf {B} ={\dfrac {\mathbf {k} \times \mathbf {E} }{k}}}$$ ${\displaystyle \mathbf {k} }$ ${\displaystyle k}$ ${\displaystyle \chi }$ $${\displaystyle \chi ={\dfrac {\gamma }{E_{s}}}{\sqrt {\left(\mathbf {E} +{\dfrac {(\mathbf {E} \cdot \mathbf {v} )}{c}}{\dfrac {\mathbf {k} }{k}}-{\dfrac {(\mathbf {v} \cdot \mathbf {k} )}{kc}}\mathbf {E} \right)^{2}-\left({\dfrac {\mathbf {E} \cdot \mathbf {v} }{c}}\right)^{2}}}}$$ ${\displaystyle \mathbf {A} \times (\mathbf {B} \times \mathbf {C} )=(\mathbf {A} \cdot \mathbf {C} )\mathbf {B} -(\mathbf {A} \cdot \mathbf {B} )\mathbf {C} }$ $${\displaystyle \chi ={\dfrac {\gamma }{E_{s}}}{\sqrt {\left[\mathbf {E} \left(1-{\dfrac {\mathbf {v} \cdot \mathbf {k} }{kc}}\right)\right]^{2}-2\left(1-{\dfrac {\mathbf {v} \cdot \mathbf {k} }{kc}}\right)\left({\dfrac {\mathbf {E} \cdot \mathbf {v} }{kc}}\right)\mathbf {k} \cdot \mathbf {E} +\left({\dfrac {(\mathbf {E} \cdot \mathbf {v} )}{c}}{\dfrac {\mathbf {k} }{k}}\right)^{2}-\left({\dfrac {\mathbf {E} \cdot \mathbf {v} }{c}}\right)^{2}}}}$$ ${\displaystyle \mathbf {k} \cdot \mathbf {E} =0}$ ${\displaystyle \chi }$ $${\displaystyle \chi ={\dfrac {\gamma |\mathbf {E} |}{E_{s}}}{\sqrt {\left(1-{\dfrac {\mathbf {v} \cdot \mathbf {k} }{kc}}\right)^{2}}}}$$

В упрощенной конфигурации плоской волны, падающей на электрон, более высокие значения квантового параметра электрона получаются, когда плоская волна распространяется в противоположном направлении по отношению к скорости электрона. ^[28]

Квантовые эффекты

Полное описание нелинейного обратного комптоновского рассеяния должно включать некоторые эффекты, связанные с квантованием света и материи. ^{[1] [5] [13]} Основные из них перечислены ниже.

• Включение дискретизации испускаемого излучения, т.е. введение фотонов относительно непрерывного описания классического предела. ^[2] Этот эффект не меняет количественно характеристики излучения, но изменяет то, как интерпретируется испускаемое излучение. ^[2] Параметр, эквивалентный может быть введен для фотона частоты , и он называется квантовым параметром фотона: ^{[23] [5]} где - четырехволновой вектор фотона , а - трехмерный волновой вектор. В пределе, в котором частица приближается к скорости света, соотношение между и равно: Из распределения частот излучаемой энергии можно получить скорость испускания высокоэнергетических фотонов, распределенную в как функцию и, но все еще действительную в классическом пределе: ^[32] ${\displaystyle \chi }$ ${\displaystyle \omega }$ $${\displaystyle \eta ={\dfrac {e\hbar ^{2}}{m^{3}c^{4}}}|F_{\alpha \beta }k^{\alpha }|}$$ ${\displaystyle k^{\alpha }=(\omega /c,\mathbf {k} )}$ ${\displaystyle \mathbf {k} }$ ${\displaystyle \eta }$ ${\displaystyle \chi }$ $${\displaystyle \zeta ={\dfrac {\eta }{\chi }}\simeq {\dfrac {\hbar \omega }{\gamma mc^{2}}}}$$ ${\displaystyle \eta }$ ${\displaystyle \chi }$ ${\displaystyle \eta }$

где обозначает функции Макдональда . Средняя энергия испускаемого фотона определяется по формуле ^[2] . Следовательно, большой фактор Лоренца и интенсивные поля увеличивают вероятность образования высокоэнергетических фотонов. идет как из-за этой формулы. ${\displaystyle K_{\alpha }}$ ${\textstyle \langle \hbar \omega \rangle =4\chi \gamma mc^{2}/(5{\sqrt {3}})}$ ${\displaystyle \zeta }$ ${\displaystyle \chi }$

• Эффект реакции излучения , из-за отдачи фотона . ^{[13] [33]} Энергия электрона после процесса взаимодействия уменьшается, поскольку часть ее передается испускаемому фотону, а максимальная энергия, достигаемая испускаемым фотоном, не может быть выше кинетической энергии электрона . Этот эффект не учитывается в нелинейном рассеянии Томсона, в котором энергия электрона должна оставаться практически неизменной по энергии, например, при упругом рассеянии . Эффекты квантовой реакции излучения становятся важными, когда энергия испускаемого фотона приближается к энергии электрона. Поскольку , если классический предел NICS является допустимым описанием, в то время как для энергия испускаемого фотона имеет порядок энергии электрона, отдача фотона очень важна. ^[33] ${\displaystyle \chi \sim \zeta \sim \hbar \omega /(\gamma mc^{2})}$ ${\displaystyle \chi ,\zeta \ll 1}$ ${\displaystyle \chi ,\zeta \sim 1}$
• Квантование движения электрона и спиновые эффекты . ^{[13] [28]} Точное описание нелинейного обратного комптоновского рассеяния сделано с учетом динамики электрона, описываемой уравнением Дирака в присутствии электромагнитного поля. ^[1]

Описание выбросов при a 0 ≫ 1 {\displaystyle a_{0}\gg 1} и γ ≫ 1 {\displaystyle \gamma \gg 1}

Графики F(y) для различных значений квантового параметра электрона . ${\displaystyle \chi }$

Когда входящее поле очень интенсивно , взаимодействие электрона с электромагнитным полем полностью эквивалентно взаимодействию электрона с несколькими фотонами, без необходимости явно квантовать электромагнитное поле входящего низкоэнергетического излучения. ^[5] В то время как взаимодействие с полем излучения, т. е. испускаемым фотоном, рассматривается с помощью теории возмущений: вероятность испускания фотона оценивается с учетом перехода между состояниями электрона в присутствии электромагнитного поля. ^[5] Эта задача была решена в первую очередь в случае, когда электрическое и магнитное поля ортогональны и равны по величине (скрещенное поле); в частности, был рассмотрен случай плоской электромагнитной волны. ^{[8] [5]} Скрещенные поля в хорошем приближении представляют многие существующие поля, поэтому найденное решение можно считать довольно общим. ^[5] Спектр нелинейного обратного комптоновского рассеяния, полученный с помощью этого подхода и справедливый для и , имеет вид: ^[28] ${\displaystyle a_{0}\gg 1}$ ${\displaystyle a_{0}\gg 1}$ ${\displaystyle \gamma \gg 1}$

где параметр , теперь определяется как: Результат аналогичен классическому, за исключением другого выражения . Для он сводится к классическому спектру ( 2 ). Обратите внимание, что если ( или ) спектр должен быть равен нулю, поскольку энергия испускаемого фотона не может быть выше энергии электрона, в частности, не может быть выше кинетической энергии электрона . ^[13] ${\displaystyle y}$ $${\displaystyle y={\dfrac {2\eta }{3\chi (\chi -\eta )}}={\dfrac {2\zeta }{3\chi (1-\zeta )}}}$$ ${\displaystyle F}$ ${\displaystyle \chi ,\zeta \to 0}$ ${\displaystyle \zeta \geq 1}$ ${\displaystyle \eta \geq \chi }$ ${\displaystyle y<0}$ ${\displaystyle (\gamma -1)mc^{2}}$

Полная мощность, излучаемая при излучении, определяется путем интегрирования спектра ( 3 ): ^[34] где результат интегрирования содержится в последнем члене: ^[28] ${\displaystyle \eta }$ $${\displaystyle P={\dfrac {2}{3}}{\dfrac {e^{2}m^{2}c^{3}}{\hbar ^{2}}}\chi ^{2}g(\chi )}$$ ${\displaystyle F(\chi ,\eta )}$

График с полным выражением ( ), с приближенным вариантом при , и в приближении для больших значений при . ${\displaystyle g(\chi )}$ ${\displaystyle \forall \chi }$ ${\displaystyle \chi \to 0}$ ${\displaystyle \chi \to +\infty }$

$${\displaystyle g(\chi )={\dfrac {3{\sqrt {3}}}{2\pi \chi ^{2}}}\int _{0}^{+\infty }F(\chi ,\eta )d\eta ={\dfrac {9{\sqrt {3}}}{8\pi }}\int _{0}^{+\infty }\left[{\dfrac {2y^{2}K_{\frac {5}{3}}(y)}{(2+3\chi y)^{2}}}+{\dfrac {36\chi ^{2}y^{3}K_{\frac {2}{3}}(y)}{2+3\chi y)^{4}}}\right]dy}$$Это выражение равно классическому, если равно единице, и его можно разложить в двух предельных случаях, вблизи классического предела и когда квантовые эффекты имеют большое значение: ^{[13] [28]} Связанной величиной является скорость испускания фотонов: где явно указано, что интегрирование ограничено условием, что если не может быть произведено ни одного фотона. ^[23] Эта скорость испускания фотонов явно зависит от квантового параметра электрона и от фактора Лоренца для электрона. ${\displaystyle g(\chi )}$ $${\displaystyle {\begin{cases}P\approx {\dfrac {2}{3}}{\dfrac {e^{2}m^{2}c^{3}}{\hbar ^{2}}}\left(1-{\dfrac {55{\sqrt {3}}}{16}}\chi +48\chi ^{2}\right),&{\text{for }}\chi \ll 1\\P\approx 0.37{\dfrac {e^{2}m^{2}c^{3}}{\hbar ^{2}}}(3\chi )^{\frac {2}{3}},&{\text{for }}\chi \gg 1\end{cases}}}$$ $${\displaystyle {\dfrac {dN}{dt}}={\dfrac {\sqrt {3}}{2\pi }}{\dfrac {q^{2}mc}{\hbar ^{2}}}{\dfrac {\chi }{\gamma }}\int _{0}^{\chi }{\dfrac {F(\chi ,\eta )}{\eta }}d\eta }$$ ${\displaystyle \eta \geq \chi }$

Приложения

Нелинейное обратное комптоновское рассеяние является интересным явлением для всех приложений, требующих высокоэнергетических фотонов, поскольку NICS способен производить фотоны с энергией, сравнимой с и выше. ^[1] В случае электронов это означает, что возможно производить фотоны с энергией МэВ, которые могут впоследствии вызывать другие явления, такие как рождение пар, рождение пар Брейта-Уиллера , комптоновское рассеяние, ядерные реакции . ^{[35] [23] [36]} ${\displaystyle mc^{2}}$

В контексте лазерно-плазменного ускорения могут присутствовать как релятивистские электроны, так и лазерные импульсы сверхвысокой интенсивности, что создает благоприятные условия для наблюдения и использования нелинейного обратного комптоновского рассеяния для получения высокоэнергетических фотонов, для диагностики движения электронов и для исследования нелинейных квантовых эффектов и нелинейной КЭД. ^[1] По этой причине было введено несколько численных инструментов для изучения нелинейного обратного комптоновского рассеяния. ^[1] Например, были разработаны коды частиц в ячейках для изучения лазерно-плазменного ускорения с возможностью моделирования нелинейного обратного комптоновского рассеяния с помощью методов Монте-Карло . ^[37] Эти инструменты используются для исследования различных режимов NICS в контексте взаимодействия лазера и плазмы. ^{[22] [27] [26]}

Смотрите также

• Комптоновское рассеяние
• Синхротронное излучение
• Процесс Брейта-Уиллера
• Квантовая электродинамика
• Лазер

Ссылки

1. Di Piazza, A.; Müller, C.; Hatsagortsyan, KZ; Keitel, CH (2012-08-16). "Взаимодействие чрезвычайно высокоинтенсивного лазера с фундаментальными квантовыми системами". Reviews of Modern Physics . 84 (3): 1177–1228. arXiv : 1111.3886 . Bibcode : 2012RvMP...84.1177D. doi : 10.1103/RevModPhys.84.1177. S2CID  118536606.
2. Джексон, Джон Дэвид (1999). Классическая электродинамика (3-е изд.). Нью-Йорк: Wiley. ISBN 0-471-30932-X. OCLC  38073290.
3. Тайра, Ёситака; Хаякава, Такехито; Като, Масахиро (2017). "Гамма-вихри из нелинейного обратного томсоновского рассеяния циркулярно поляризованного света". Scientific Reports . 7 (1): 5018. arXiv : 1608.04894 . Bibcode :2017NatSR...7.5018T. doi :10.1038/s41598-017-05187-2. ISSN  2045-2322. PMC 5504041 . PMID  28694458. 
4. Meyerhofer, DD (1997). "Высокоинтенсивное лазерное электронное рассеяние". IEEE Journal of Quantum Electronics . 33 (11): 1935–1941. Bibcode : 1997IJQE...33.1935M. doi : 10.1109/3.641308.
5. Ритус, VI (1985). «Квантовые эффекты взаимодействия элементарных частиц с интенсивным электромагнитным полем». Журнал советских лазерных исследований . 6 (5): 497–617. doi :10.1007/BF01120220. S2CID  121183948.
6. Сенгупта, НД (1949). «О рассеянии электромагнитных волн свободным электроном». Bull. Math. Soc. (Калькутта) . 41 : 187.
7. Браун, Лоуэлл С.; Киббл, TWB (1964-02-03). «Взаимодействие интенсивных лазерных пучков с электронами». Physical Review . 133 (3A): A705–A719. Bibcode : 1964PhRv..133..705B. doi : 10.1103/PhysRev.133.A705.
8. Никишов, А.И.; Ритус, В.И. (1964). «Квантовые процессы в поле плоской электромагнитной волны и в постоянном поле. I». Советская физика ЖЭТФ . 19 : 529.
9. Никишов, А.И.; Ритус, В.И. (1964). «Квантовые процессы в поле плоской электромагнитной волны и в постоянном поле». ЖЭТФ . 19 : 1191.
10. Фрид, Золтан; Эберли, Джозеф Х. (1964-11-09). «Рассеяние высокоинтенсивной низкочастотной электромагнитной волны несвязанным электроном». Physical Review . 136 (3B): B871–B887. Bibcode :1964PhRv..136..871F. doi :10.1103/PhysRev.136.B871.
11. Фон Роос, Олдвиг (1964-07-06). "Взаимодействие очень интенсивных радиационных полей с атомными системами". Physical Review . 135 (1A): A43–A50. Bibcode : 1964PhRv..135...43V. doi : 10.1103/PhysRev.135.A43.
12. Федоров, М. В.; МакИвер, Дж. К. (1980). «Многофотонное стимулированное комптоновское рассеяние». Optics Communications . 32 (1): 179–182. Bibcode : 1980OptCo..32..179F. doi : 10.1016/0030-4018(80)90341-7.
13. Берестецкий, В.Б.; Лифшиц, Е.М.; Питаевский, Л.П.; Сайкс, Дж.Б.; Белл, Дж.С. (1982). Квантовая электродинамика (2-е изд.). Оксфорд: Butterworth-Heinemann. ISBN 978-0-08-050346-2. OCLC  785780331.
14. Иванов, Д. Ю.; Коткин, Г. Л.; Сербо, В. Г. (2004). «Полное описание эффектов поляризации при излучении фотона электроном в поле сильной лазерной волны». The European Physical Journal C. 36 ( 1): 127–145. arXiv : hep-ph/0402139 . Bibcode :2004EPJC...36..127I. doi :10.1140/epjc/s2004-01861-x. ISSN  1434-6044.
15. Бока, Мадалина; Флореску, Виорика (5 ноября 2009 г.). «Нелинейное комптоновское рассеяние лазерным импульсом». Физический обзор А. 80 (5): 053403. Бибкод : 2009PhRvA..80e3403B. doi :10.1103/PhysRevA.80.053403. ISSN  1050-2947.
16. Муру, Жерар А.; Таджима, Тошики; Буланов, Сергей В. (2006-04-28). «Оптика в релятивистском режиме». Reviews of Modern Physics . 78 (2): 309–371. Bibcode : 2006RvMP...78..309M. doi : 10.1103/RevModPhys.78.309.
17. Энглерт, Т.Дж.; Райнхарт, Э.А. (1983-09-01). «Фотоны второй гармоники от взаимодействия свободных электронов с интенсивным лазерным излучением». Physical Review A. 28 ( 3): 1539–1545. Bibcode : 1983PhRvA..28.1539E. doi : 10.1103/PhysRevA.28.1539.
18. Мур, CI; Кнауэр, JP; Мейерхофер, DD (1995-03-27). «Наблюдение перехода от томсоновского к комптоновскому рассеянию при многофотонных взаимодействиях с электронами низкой энергии». Physical Review Letters . 74 (13): 2439–2442. Bibcode :1995PhRvL..74.2439M. doi :10.1103/PhysRevLett.74.2439. ISSN  0031-9007. PMID  10057928.
19. Чэнь, Сы-юань; Максимчук, Анатолий; Умштадтер, Дональд (1998). «Экспериментальное наблюдение релятивистского нелинейного томсоновского рассеяния». Nature . 396 (6712): 653–655. arXiv : physics/9810036 . Bibcode :1998Natur.396..653C. doi :10.1038/25303. ISSN  0028-0836. S2CID  8624270.
20. Bula, C.; McDonald, KT; Prebys, EJ; Bamber, C.; Boege, S.; Kotseroglou, T.; Melissinos, AC; Meyerhofer, DD; Ragg, W.; Burke, DL; Field, RC (1996-04-22). "Наблюдение нелинейных эффектов в комптоновском рассеянии". Physical Review Letters . 76 (17): 3116–3119. Bibcode :1996PhRvL..76.3116B. doi :10.1103/PhysRevLett.76.3116. ISSN  0031-9007. PMID  10060879.
21. Bamber, C.; Boege, SJ; Koffas, T.; Kotseroglou, T.; Melissinos, AC; Meyerhofer, DD; Reis, DA; Ragg, W.; Bula, C.; McDonald, KT; Prebys, EJ (1999-10-08). "Исследования нелинейной QED при столкновениях электронов с энергией 46,6 ГэВ и интенсивными лазерными импульсами". Physical Review D. 60 ( 9): 092004. Bibcode : 1999PhRvD..60i2004B. doi : 10.1103/PhysRevD.60.092004. ISSN  0556-2821.
22. Schwoerer, H.; Liesfeld, B.; Schlenvoigt, H.-P.; Amthor, K.-U.; Sauerbrey, R. (2006-01-10). "Обратнорассеянные рентгеновские лучи Томсона от ускоренных лазером электронов". Physical Review Letters . 96 (1): 014802. Bibcode : 2006PhRvL..96a4802S. doi : 10.1103/PhysRevLett.96.014802. ISSN  0031-9007. PMID  16486464.
23. Кирк, Дж. Г.; Белл, А. Р.; Арка, И. (2009-08-01). "Рождение пар во встречных лазерных пучках". Физика плазмы и управляемый термоядерный синтез . 51 (8): 085008. arXiv : 0905.0987 . Bibcode : 2009PPCF...51h5008K. doi : 10.1088/0741-3335/51/8/085008. ISSN  0741-3335. S2CID  14158846.
24. Chen, S.; Powers, ND; Ghebregziabher, I.; Maharjan, CM; Liu, C.; Golovin, G.; Banerjee, S.; Zhang, J.; Cunningham, N.; Moorti, A.; Clarke, S. (2013-04-10). "Рентгеновские лучи с энергией МэВ из обратного комптоновского рассеяния с электронами, ускоренными лазерным кильватерным полем". Physical Review Letters . 110 (15): 155003. Bibcode : 2013PhRvL.110o5003C. doi : 10.1103/PhysRevLett.110.155003 . ISSN  0031-9007. PMID  25167278.
25. Sarri, G.; Corvan, DJ; Schumaker, W.; Cole, JM; Di Piazza, A.; Ahmed, H.; Harvey, C.; Keitel, CH; Krushelnick, K.; Mangles, SPD; Najmudin, Z. (2014-11-25). "Сверхяркие пучки γ-лучей Multi-MeV от нелинейного релятивистского томсоновского рассеяния". Physical Review Letters . 113 (22): 224801. arXiv : 1407.6980 . Bibcode : 2014PhRvL.113v4801S. doi : 10.1103/PhysRevLett.113.224801. ISSN  0031-9007. PMID  25494074. S2CID  2893865.
26. Cole, JM; Behm, KT; Gerstmayr, E.; Blackburn, TG; Wood, JC; Baird, CD; Duff, MJ; Harvey, C.; Ilderton, A.; Joglekar, AS; Krushelnick, K. (2018-02-07). "Экспериментальное доказательство реакции излучения при столкновении высокоинтенсивного лазерного импульса с лазерно-кильевым ускоренным электронным пучком". Physical Review X . 8 (1): 011020. arXiv : 1707.06821 . Bibcode :2018PhRvX...8a1020C. doi :10.1103/PhysRevX.8.011020. hdl : 10044/1/55804 . ISSN  2160-3308. S2CID  3779660.
27. Фуок, К.Та; Корде, С.; Тори, К.; Малка, В.; Тафзи, А.; Годдет, JP; Шах, RC; Себбан, С.; Русе, А. (2012). «Полностью оптический комптоновский источник гамма-излучения». Природная фотоника . 6 (5): 308–311. arXiv : 1301.3973 . Бибкод : 2012NaPho...6..308T. дои : 10.1038/nphoton.2012.82. ISSN  1749-4893. S2CID  3724056.
28. Blackburn, TG (2020-03-25). "Радиационная реакция при взаимодействии электронов с пучками высокой интенсивности". Reviews of Modern Plasma Physics . 4 (1): 5. arXiv : 1910.13377 . Bibcode :2020RvMPP...4....5B. doi :10.1007/s41614-020-0042-0. ISSN  2367-3192. S2CID  204949859.
29. Заутер, Фриц (1 ноября 1931). «Über das Verhalten eines Elektrons im homogenen elektrischen Field nach der релятивистской теории Дирака». Zeitschrift für Physik (на немецком языке). 69 (11): 742–764. Бибкод : 1931ZPhy...69..742S. дои : 10.1007/BF01339461. ISSN  0044-3328. S2CID  122120733.
30. Соколов, Игорь В.; Нис, Джон А.; Яновский, Виктор П.; Наумова, Наталья М.; Муру, Жерар А. (2010-03-25). "Излучение и его обратная реакция, сопровождающая движение электронов в релятивистски сильных и КЭД-сильных импульсных лазерных полях". Physical Review E . 81 (3): 036412. arXiv : 1003.0806 . Bibcode :2010PhRvE..81c6412S. doi :10.1103/PhysRevE.81.036412. PMID  20365887. S2CID  13590797.
31. Blackburn, TG; Seipt, D.; Bulanov, SS; Marklund, M. (2018-08-01). "Benchmarking semiclassical approaches to strong-field QED: Nonlinear Compton scattering in intense laser impulses". Physics of Plasmas . 25 (8): 083108. arXiv : 1804.11085 . Bibcode : 2018PhPl...25h3108B. doi : 10.1063/1.5037967 . ISSN  1070-664X. S2CID  54492295.
32. Риджерс, CP; Кирк, JG; Дюклоус, R.; Блэкберн, TG; Брэди, CS; Беннетт, K.; Арбер, TD; Белл, AR (2014-03-01). «Моделирование испускания гамма-фотонов и образования пар при взаимодействии высокоинтенсивного лазера с веществом». Журнал вычислительной физики . 260 : 273–285. arXiv : 1311.5551 . Bibcode : 2014JCoPh.260..273R. doi : 10.1016/j.jcp.2013.12.007. ISSN  0021-9991. S2CID  38872727.
33. Di Piazza, A.; Hatsagortsyan, KZ; Keitel, CH (2010-11-24). "Эффекты реакции квантового излучения в многофотонном комптоновском рассеянии". Physical Review Letters . 105 (22): 220403. arXiv : 1007.4914 . Bibcode :2010PhRvL.105v0403D. doi :10.1103/PhysRevLett.105.220403. PMID  21231369. S2CID  38956864.
34. Риджерс, CP; Блэкберн, TG; Сорбо, D. Del; Брэдли, LE; Слейд-Лоутер, C.; Бэрд, CD; Манглс, SPD; Маккенна, P.; Марклунд, M.; Мерфи, CD; Томас, AGR (2017). «Сигнатуры квантовых эффектов в реакции излучения при столкновениях лазера и электронного пучка». Журнал физики плазмы . 83 (5). arXiv : 1708.04511 . Bibcode :2017JPlPh..83e7102R. doi : 10.1017/S0022377817000642 . ISSN  0022-3778. S2CID  27134768.
35. Гу, Янь-Джун; Йирка, Мартин; Климо, Ондрей; Вебер, Стефан (11.10.2019). «Гамма-фотоны и электрон-позитронные пары от сверхинтенсивного взаимодействия лазера с веществом: сравнительное исследование предлагаемых конфигураций». Материя и излучение в экстремальных условиях . 4 (6): 064403. doi : 10.1063/1.5098978 . ISSN  2468-2047.
36. Хабс, Д.; Таджима, Т.; Шрайбер, Дж.; Барти, К. П. Дж.; Фудзивара, М.; Тиролф, П. Г. (2009-04-03). «Видение ядерной физики с фотоядерными реакциями с помощью лазерно-управляемых гамма-лучей». The European Physical Journal D . 55 (2): 279. Bibcode :2009EPJD...55..279H. doi :10.1140/epjd/e2009-00101-2. ISSN  1434-6079. S2CID  118576616.
37. Gonoskov, A.; Bastrakov, S.; Efimenko, E.; Ilderton, A.; Marklund, M.; Meyerov, I.; Muraviev, A.; Sergeev, A.; Surmin, I.; Wallin, E. (2015-08-18). "Расширенные схемы частиц в ячейках для физики в сверхсильных лазерных полях: обзор и разработки". Physical Review E . 92 (2): 023305. arXiv : 1412.6426 . Bibcode :2015PhRvE..92b3305G. doi :10.1103/PhysRevE.92.023305. hdl : 10026.1/8529 . ISSN  1539-3755. PMID  26382544. S2CID  7222765.

Внешние ссылки

• Реакция испускания и излучения высокоэнергетических фотонов в PIC-коде SMILEI — пример кода частиц в ячейках с модулем для моделирования NICS.
• Исследование CORELS — пример исследовательской деятельности в NICS.