Взаимодействие ультрарелятивистского электронного пучка с плазмой в схемах кильватерного ускорения

Лотов, Константин Владимирович

Взаимодействие ультрарелятивистского электронного пучка с плазмой в схемах кильватерного ускорения тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

Лотов, Константин Владимирович АВТОР

кандидата физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Новосибирск МЕСТО ЗАЩИТЫ

1997 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.08 КОД ВАК РФ

Автореферат диссертации на тему "Взаимодействие ультрарелятивистского электронного пучка с плазмой в схемах кильватерного ускорения"

Т о

о институт ядерной физики '•О ^ им. г.и. Будкера со ран

- С

На правах рукописи

ЛОТОВ Константин Владимирович

взаимодействие ультрарелятивистского электронного пучка с плазмой в схемах кильватерного ускорения

01.04.08 - физика и химия плазмы

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

НОВОСИБИРСК—1997

Работа выполнена в Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН.

НАУЧНЫЕ РУКОВОДИТЕЛИ: Скринский

Александр Николаевич

Кудрявцев Андрей Михайлович

— академик,

Институт ядерной физики

им.Г.И. Будкера СО РАН, г.Новосибира

— кандидат физико-математических наук, Институт ядерной физики

им.Г.И. Будкера СО РАН, г.Новосибира

ОФИЦИАЛЬНЫЕ ОППОНЕНТЫ: Дудникова Галина Ильинична

Аржашшков Андрей Васильевич

Ведущая организация:

— доктор физико-математических наук, Институт вычислительных технологий СО РАН, г.Новосибирск.

— доктор физико-математически наук, Институт ядерной физики

им. Г.И.Будкера СО РАН, г.Новосибирс

Институ высоких температур РАН, г. Москва.

Защита диссертации состоится " Н " К сия_ 1997 г.

в " Ю " часов на заседании диссертационного совета Д.002.24.02 при Институте ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН".

Адрес: 630090, г. Новосибирск-90,

проспект академика Лаврентьева, И

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИЯФ им. Г.И. Будкера СО РАН.

Автореферат разослан " 'л " _ 1997 г.

Ученый секретарь г-чу

диссертационного совета академик / V ^ Б.В. Чириков

Актуальность темы. Увеличение размеров и стоимости современных ускорителей стимулирует поиск новых идей, которые бы обеспечили дальнейшее продвижение в область сверхвысоких энергий с разумными финансовыми затратами. Одна из таких идей — ускорение частиц в плазме, или кильватерное ускорение (см., например, обзоры [1,2]). При условии успешной реализации кильватерное ускорение обещает качественный зкачок в физике ускорителей за счёт увеличения ускоряющего поля на не-:колько порядков.

Создать в плазме регулярное ускоряющее поле можно различными ¡пособами. В настоящее время наиболее интенсивно исследуются две юзможные кандидатуры на роль драйвера (т. е. создателя поля): сгустки изерного излучения и сгустки ультрарелятивистских частиц;

Кильватерное ускорение с лазерными сгустками проще реализовать ксперименталыю, что обусловило стремительное развитие этой схемы скорения в последние годы [2]. Полученный темп ускорения (порядка 00 ГэВ/м), максимальная энергия ускоренных частиц (до 45 МэВ), а таксе достигнутый уровень развития теории указывают на принципиаль-ую возможность создания компактного ускорителя с энергией порядка ГэВ и лазерной накачкой.

С точки же зрения физики высоких энергий (ТэВ и выше) более пред-очтительной представляется схема кильватерного ускорения с ультра-елятивистскнми сгустками, поскольку положение и траектории заря-:енных частиц легче контролировать. В частности, при данном подхо-э возможно последовательное ускорение одной и той же группы частиц азными драйверами. Диссертационная работа посвящена исследованию мешго этой схемы ускорения.

Основные цели работы.

• Исследование реакции плазмы на ультрарелятивистский пучок произвольной плотности при условии плавного нарастания тока пучка.

• Оптимизация последовательности заряженных сгустков с целью создания наиболее эффективного драйвера из исходного ультрарелятивистского пучка с заданным пиковым током.

• Исследование энергобаланса узкого и плотного ускоряемого сгустка в кильватерном поле.

Научная новизна.

Впервые создана теоретическая модель для описания реакции плазмы на плавно включающийся ультрарелятивистский пучок произвольной плотности. Разработанная теория, в частности, позволила проследить процесс образования ионного канала в плазме и исследовать поведение плазменных электронов вне канала. Обнаружены и объяснены эффекты уширения ионного канала из-за встречного движения плазменных электронов, образования экранирующего слоя повышенной электронной плотности на границе канала, подавления ионного канала сильным магнитным полем, вытеснения магнитного поля из канала и ряд других.

Доказана возможность построить устойчивый драйвер, состоящий из последовательности сгустков конечного размера и плотности. Впервые проведена оптимизация последовательности сгустков с целью возбуждения максимального ускоряющего поля и дано объяснение, почему оптимальная последовательность сгустков должна выглядеть так, а не иначе.

Исследован вопрос о потерях узкого и плотного сгустка заряженных частиц в плазме, ранее вызывавший много опасений относительно неосуществимости кильватерного ускорения с приемлемо малым эмиттансом ускоряемых частиц.

Созданная программа ЬССЮЕ по быстродействию превосходит зарубежные аналоги более чем в десять раз и, по-видимому, является наиболее мощным из имеющихся на сегодняшний день инструментов для численного исследования кильватерного ускорения с раскачкой волны сгустками частиц.

Практическая ценность работы.

Теория реакции плазмы на плотный пучок является фундаментальным исследованием, представляющим самостоятельный интерес независимо от реализуемости кильватерного ускорения как концепции. С практической точки зрения такая теория необходима для анализа динамики и устойчивости ведущего сгустка в кильватерном ускорителе.

Методика построения оптимизированной последовательности сгустков ориентирована на будущие эксперименты по кильватерному ускорению (в ИЯФ, Новосибирск, и в БЬАС, Стэнфорд) и обещает быть важным элементом в интерпретации экспериментальных данных.

Проведенное исследование ионизационных потерь узкого сгустка устраняет опасения о неэффективности ускорения сверхплотных сгустков

Актуальность темы. Увеличение размеров и стоимости современных ускорителей стимулирует поиск новых идей, которые бы обеспечили дальнейшее продвижение в область сверхвысоких энергий с разумными финансовыми затратами. Одна из таких идей — ускорение частиц в плазме, или кильватерное ускорение (см., например, обзоры [1,2]). При условии успешной реализации кильватерное ускорение обещает качественный скачок в физике ускорителей за счёт увеличения ускоряющего поля на несколько порядков.

Создать в плазме регулярное ускоряющее поле можно различными способами. В настоящее время наиболее интенсивно исследуются две возможные кандидатуры на роль драйвера (т.е. создателя поля): сгустки лазерного излучения и сгустки ультрарелятивистских частиц.

Кильватерное ускорение с лазерными сгустками проще реализовать жспериментально, что обусловило стремительное развитие этой схемы ускорения в последние годы [2]. Полученный темп ускорения (порядка 100 ГэВ/м), максимальная энергия ускоренных частиц' (до 45 МэВ), а так-ке достигнутый уровень развития теории указывают на принципиаль-1ую возможность создания компактного ускорителя с энергией порядка . ГэВ и лазерной накачкой.

С точки же зрения физики высоких энергий (ТэВ и выше) более пред-ючтительной представляется схема кильватерного ускорения с ультра->елятивистскими сгустками, поскольку положение и траектории заря-сенных частиц легче контролировать. В частности, при данном подхо-е возможно последовательное ускорение одной и той же группы частиц азными драйверами. Диссертационная работа посвящена исследованию менно этой схемы ускорения.

Основные цели работы.

• Исследование энергобаланса узкого и плотного ускоряемого сгустка в кильватерном поле.

Научная новизна.

Созданная программа ЬСОБЕ по быстродействию превосходит зарубежные аналоги более чем в десять раз и, по-видимому, является наиболее мощным из имеющихся на сегодняшний день инструментов для численного исследования кильватерного ускорения с раскачкой волны сгустками частиц.

Практическая ценность работы.

плазмой н тем самым оправдывает дальнейшие исследования электрон-позитронных коллайдеров на основе кильватерного ускорителя.

Программа LCODE дает возможность полномасштабного моделирования динамики ультрарелятивистского сгустка в плазме при наиболее интересных с точки зрения эксперимента параметрах системы. Ряд эффектов, важных для осуществимости концепции, но ранее не поддававшихся количественному исследованию (самоорганизация драйвера, вы-эрасывание затормозившихся частиц, приобретение ускоряемыми частицами углового разброса и другие), теперь могут быть изучены и поняты.

Апробация работы.

Работы, положенные в основу диссертации, докладывались на научных семинарах в ряде ведущих отечественных и зарубежных центров, та-шх как ИЯФ СО РАН (г. Новосибирск), Ядерный научный центр (г. Рос-;ендорф, ФРГ), университет г. Остина (США), университет USC (JIoc \нжелес, США), Стенфордскнй университет (США). Кроме того, результаты работы докладывались на XXII-XXIV Звенигородских конференциях по физике плазмы и УТС (1995-97 гг.), международном семинаре ю физике плазмы IWWPP-94 (1994 г., Австрия), 37 конференции амери-санского физического общества (отделение физики плазмы, 1995 г., Луиз-шлль, США), симпозиуме "New modes of particle acceleration techniques md sources" (1996 г., Санта Барбара, США).

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения.

Во введении описывается концепция кильватерного ускорения с рас-;ачкой ускоряющей волны сгустками заряженных частиц и приведён обор основных работ по теме диссертации.

В первой главе исследуется реакция плазмы на ультрарелятивист-кий пучок заряженных частиц с плавным нарастанием тока.

Важным параметром, характеризующим эффективность кильватер-юго ускорения, является коэффициент передачи R, определяемый как от-юшение максимального ускоряющего электрического поля позади драй-:ера к максимальному замедляющему полю, действующему на драйвер. 1ем больше R, тем до более высокой энергии может быть ускорена проб-;ая частица при заданном числе циклов ускорения с заданной энергией [райвера. Получить большие значения коэффициента передачи можно :ри использовании сгустка с асимметричным распределением плотности

заряда [3], плотность которого сначала плавно нарастает, потом резко падает до нуля (Рис. 1а). Задача о реакции плазмы на плавный пучок появилась из рассмотрения именно этой схемы кильватерного ускорения.

.§. Я-#

Ь > с/ир

2кс/и.

Рис. 1: Схема кильватерного ускорения с длинным асимметричным сгустком (а) и с последовательностью коротких сгустков (Ь). Показаны "мгновенные" портреты драйверов и зависимости плотности драйвера на оси щ от продольной координаты г.

Пусть щ — плотность ионов плазмы, т — масса электрона, е — элементарный заряд (е > 0), с — скорость света и шр = л/4птце2/т — плазменная частота. Если ток пучка (драйвера) нарастает медленно по сравнению с обратной плазменной частотой ы"1, то, как несложно показать, поведение плазмы в любом сечении пучка полностью определяется радиальным профилем его плотности п<,(г) в том же сечении (система предполагается осесимметричной). В частности, движение плазменных электронов происходит в направлении оси пучка, и скорость этого движения уг определяется обыкновенным дифференциальным уравнением второго порядка:

иг (¡-/Ьг 47Ге2

1 6

72г <1гГс2 с£г ¿г

тс"

11г(щ - пь)

4.пе

гпс

-пь,

(1)

где 7 = (1 — и2/с2)-1/2. Через Уг легко выражаются плотность плазменных электронов п, и ненулевые компоненты электрического и магнитного полей (Ег и Н9). Граничные условия для уравнения (1) зависят оттого, образуется вблизи оси системы ионный канал или нет. Ионным каналом здесь называется область, из которой все плазменные электроны вытолкнуты полем плотного (электронного) пучка.

1.0

Б= 0.3— 0.5

с= 0.5—

е= 0.55— О

П_ Щ

1.5

2.0

е=2

гшр/с

£= 0.56 е= 0.6

Рис. 2: Зависимости п(г) для гауссовских пучков различной плотности (г = П(,(0)/тг;). Ширина пучков 5 с/шр. Точками показана плотность пучка при 5 = 1.

Решая (численно) уравнение (1) для пучков различной плотности, можно проследить процесс образования ионного канала при нарастании тока пучка (Рис.2). Оказывается, ионный канал появляется раньше и имеет радиус больший, нежели можно было бы ожидать из простых оценок. Этот эффект объясняется силой Лоренца, которая действует на плазменные электроны при их движении в магнитном поле пучка. Сила Лоренца всегда направлена по радиусу и наиболее заметно проявляется для широких пучков (радиус больше с/ир). Как следствие, в случае широкого пучка канал появляется при «б(0) £3 га,/2.

Плазменные электроны, вытолкнутые из ионного канала, концентрируются в слое толщины ~ с/ир вблизи границы канала (Рис. 2). Электрическое и магнитное поля пучка экранируются этим слоем и не проникают в основной объём плазмы.

В зарядовой и токовой компенсации плотного пучка не обнаружено каких-либо неожиданных аномалий. В отсутствие ионного канала широкий пучок хорошо скомпенсирован как по току, так и по заряду. Узкий же пучок (радиус меньше с/шр) скомпенсирован только по заряду, поскольку обратный плазменный ток течёт в широкой, по сравнению с пучком, области плазмы. С образованием ионного канала всякая компенсация пропадает: магнитное и электрическое поля пучка почти такие же, как и в вакууме (по крайней мере, вблизи пучка). Интересно также отметить

неожиданно хорошую зарядовую и токовую компенсацию положительно заряженных пучков большой плотности (пь(0) > п,).

При движении сквозь плазму на пучок действует фокусирующая сила. Эта сила всегда сжимает пучок независимо от его плотности и знака заряда. При малой плотности пучка фокусировка обусловлена, главным образом, нескомпенсированным магнитным полем пучка. При больших плотностях основной вклад в фокусирующую силу даёт электрическое поле неподвижных ионов.

Во второй главе задача о реакции плазмы на ультрарелятивистский пучок обобщается на случай ненулевого продольного магнитного поля Во в пучково-плазменной системе. Как и в Главе 1, предполагается медленность нарастания тока пучка по сравнению с из~1, что влечёт локальность отклика плазмы на пучок: поведение плазмы в любом поперечном сечении полностью определяется распределением плотности пучка в том же сечении. Как следствие, в случае двумерного пучка (плоского или осесим-метричного) задача об определении отклика плазмы, в математическом отношении, эквивалентна решению системы из четырёх обыкновенных дифференциальных уравнений.

Далее рассматриваются ионные каналы, образуемые плотным электронным пучком при условии, что все частицы пучка находятся внутри канала. Сначала анализируется не усложнённый геометрическими факторами случай плоских каналов, а затем — осссимметричный случай.

В плоской геометрии структура канала полностью определяется двумя безразмерными величинами:

Во

Ьа

\/4тт11{ГПС2

и током пучка на единицу длины (в поперечном направлении), измеряемым в единицах /с = 2ещс2/и>Р:

1 fx'

= — I епь(х) с dx Je J-х.

(ж» — полуширина канала).

Внешнее магнитное поле стремится подавить ионный канал. Как следствие, ширина канала максимальна в отсутствие поля и монотонно уменьшается с ростом 6о- При Д > 6о/2 1 это уменьшение происходит почти линейно: х*и>р/с ps 2Д — ¿>о-

Продольное магнитное иоле внутри канала всегда меньше fco, но больше Ьо/2. Отношение поля в канале к внешнему магнитному полю убывает при увеличении тока пучка или при уменьшении Ьо •

В случае малого тока пучка (/¡, 1) или большого внешнего поля (Ьо 3> /&) плотность плазменных электронов вне канала примерно равна плотности ионов, а движение электронов является нерелятивистским. В противном случае (1ь ^ 1 + ¿о) электроны, вытолкнутые пучком из канала, концентрируются вблизи его границы (образуя резкий пик плотности) и двигаются там с релятивистскими скоростями.

Аналогично, в осесимметричной геометрии поведение плазмы вполне определяется безразмерным полем Ьо и безразмерным током пучка /¡, (в единицах /с = тс3/4е). Качественные эффекты, обнаруженные для плоских пучков, имеют место и в осесимметричном случае. Радиус канала рл максимален при ^ = 0 и убывает с ростом внешнего магнитного поля. Когда Ьо приближается к единице, канал сужается примерно вдвое. При Ьо Ь закон подавления канала иной, нежели в плоском случае: р„ ос ¿ц 1. Продольное магнитное поле выталкивается из канала, причём тем сильнее, чем больше ток пучка. При этом оставшееся в канале поле всегда больше £>о/2.

Есть, однако, и отличия от плоского случая. Даже при малом токе пучка сильное внешнее поле создаёт узкий пик электронной плотности вблизи границы канала. Электроны в этом слое быстро вращаются вокруг оси пучка, так что действующая на них сила Лоренца изменяет направление их продольного движения. Устойчивость такого пика плотности ещё предстоит исследовать. Также отметим, что при Д 1 движение электронов вблизи канала является релятивистским при любых значениях Ьо-

Таким образом, внешнее иоле качественно меняет структуру канала, если циклотронная частота шво — еВо/тс больше или порядка плазменной частоты (то есть, когда 6о = шво/^р ^ 1).

В третьей главе проводится оптимизация драйвера, состоящего из последовательности коротких сгустков (Рис. 1Ь), с целью получения максимального кильватерного поля.

Для практического применения кильватерного ускорения драйвер должен достаточно долго двигаться в плазме без разрушения поперечными дефокусирующими силами. Если какие-либо частицы драйвера оказываются в дефокусирующен фазе кильватерной волны, то эти частицы теряются прежде, чем успеют отдать плазме сколько-нибудь значительную долю своей энергии. Таким образом, все частицы оптимального драйвера должны фокусироваться кильватерной волной. Кроме того, драйвер призван раскачивать плазменную волну, то есть отдавать ей свою энергию. Это значит, что все частицы оптимального драйвера должны находиться не только в фокусирующей, но и в тормозящей фазе кильватерной волны.

Для построения оптимальной последовательности сгустков была использована программа ГТОУОСООЕ [4], вычисляющая кильватерные поля по заданному распределению плотности сгустков. В программу была добавлена возможность корректировки драйвера в процессе счёта. А именно, по мере вычисления кильватерных полей (от головы к хвосту драйвера) из некоторого исходного пучка ("заготовки") убирались частицы, попадающие в ускоряющее либо дефокуснрующее поле. Оставшиеся частицы и представляли собой драйвер, оптимальный в том смысле, что при заданном радиусе, длине и пиковом токе пучка-"заготовки" им генерировалось кильватерное поле максимальной амплитуды.

Рис. 3: Плотность оптимизированного электронного драйвера на оси (гц,) и генерируемое им продольное поле (Ег) для радиуса "заготовки" с/шр и пиковой плотности сгустков 0.2 п;.

Оказывается, в оптимизированом драйвере сгустки имеют различную длину и следуют не строго с плазменной частотой (Рис. 3), что обусловлено тремя эффектами. Во-первых, играет роль специфика раскачки кильватерной волны. Поскольку все сгустки, кроме первого, смещены относительно максимума замедляющего поля, каждый последующий сгусток немного смещает фазу кильватерной волны назад. Во-вторых, кильватерная волна сносится обратным плазменным током, нейтрализующим ток драйвера. Этот эффект (аналогичный эффекту Допплера) изменяет период кильватерной волны в неподвижной системе отсчёта, а значит, и расстояние между благоприятными для расположения сгустков областями. Знак эффекта зависит от заряда драйвера, так что расстояние между электронными сгустками увеличивается, а между позитронными — уменьшается. Третий эффект — релятивистское изменение частоты плазменных колебаний — при умеренных плотностях сгустков проявляется не столь заметно и приводит к незначительному увеличению рассто-

шия между последними сгустками.

В четвёртой главе рассматривается энергобаланс узкого ускоряемого сгустка в кильватерных полях.

Кильватерное ускорение будет представлять интерес для физики высоких энергий только при условии высокого качества ускоренных сгуст-сов. Простые оценки показывают, что для достижения приемлемо малого >миттанса радиус ускоряемого сгустка должен быть намного меньше ха-эактерного масштаба плазменных колебаний с/шр. При этом плотность ;густка может во много раз превосходить плотность окружающей плаз-лы, хотя общее число частиц в сгустке много меньше п,(с/шр)3 (ускорение большего числа частиц запрещено законом сохранения энергии). Возникает естественный вопрос: будет ли такой узкий и плотный сгу-:ток ускоряться кильватерной волной, или же он, в силу своей большой шотности, будет отдавать энергию волне и тормозиться.

Энергобаланс узкого сгустка складывается из двух частей: потерь тергии на "разбрасывание" приосевых плазменных электронов и обмена >нергией с дальними (г ~ с/шр) слоями плазмы. Взаимодействие с даль-гей областью плазмы (при движении сгустка в правильной фазе кильватерной волны) может обеспечить темп набора энергии Xю тсшр на частик-

Потери энергии на ближнюю область плазмы б^/ли вычислены для лучая, когда частицы сгустка равномерно распределены по его длине, I радиус сгустка равен нулю. Сравнение результата с возможным тем-юм набора энергии показало, что для реалистичных параметров кильва-■ерного ускорителя вклад ближних потерь в общий энергобаланс составит не более десяти процентов. Таким образом, уменьшение радиуса скоряемого сгустка не приводит к существенному ухудшению эффек-ивности кильватерного ускорителя.

В пятой главе описывается программа ЬССШЕ, созданная специаль-о для изучения долговременной динамики ультрарелятивистского драй-ера в кильватерном ускорителе. Здесь же приводятся результаты моде-ирования для драйверов различной формы.

В ЬССШЕ плазма описывается как электронная жидкость, а пучок - как совокупность отдельных частиц. Гидродинамическое описание лазмы значительно повысило скорость счёта по сравнению с методом астиц в ячейке.

С помощью ЬССШЕ исследована динамика последовательности корот-их сгустков в плазме. Показано, что эволюцию такого драйвера можно словно разбить на три этапа. На первом этапе происходит установле-ие равновесного поперечного размера сгустков. При этом функция рас-

пределения частиц драйвера по поперечным импульсам приходит в соответствие с фокусирующим полем, дефокусируемые частицы теряются, а амплитуда кильватерного поля возрастает в несколько раз за счёт уменьшения радиуса сгустков. Если исходно сгустки были расставлены не оптимальным образом, то драйвер всё же приходит к равновесному (самофокусируемому) состоянию, хотя и ценой потери значительной доли частиц.

На втором этапе (после установления радиального равновесия) драйвер тормозится, почти не меняя формы. В частности, в системе не развивается осесимметричная мода поперечной двухпотоковой неустойчивости [5], что даёт основание ожидать отсутствия и других мод этой неустойчивости в случае глубоко модулированного драйвера.

Когда энергия некоторых частиц драйвера приближается к массе покоя, начинается третий этап эволюции — разрушение драйвера. На этом этапе потерявшие энергию частицы смещаются в область слабой фокусировки и теряются. Благодаря такому "самоочищению" сгустков замедленные частицы не попадают в область ускоряющего поля, и потому драйвер продолжает возбуждать кильватерную волну, даже потеряв более половины своих частиц. Истощение драйвера не приводит к большому сдвигу фазы волны, поэтому ускорение последнего сгустка продолжается и на третьем этапе. Как следствие, увеличение энергии ускоряемых частиц может быть в несколько раз больше начальной энергии драйвера.

В Заключении перечислены основные результаты работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Создана теоретическая модель для описания реакции плазмы на плавно включающийся ультрарелятивистский иучок Гфоизволь-ной плотности в магнитном поле и без него.

2. Исследован процесс образования ионного канала в присутствие плотного электронного пучка, дано описание поведения плазмы в пространстве вне канала.

3. Исследовано нарушение зарядовой и токовой компенсации пучка при увеличении его плотности.

4. Доказана возможность построить устойчивый драйвер, состоящий из последовательности сгустков конечного размера и плотности.

5. Проведена оптимизация последовательности сгустков с целью возбуждения максимального ускоряющего поля и дано объяснение, почему оптимальная последовательность сгустков должна выглядеть так, а не иначе.

6. Исследован вопрос о потерях узкого и плотного сгустка заряженных частиц в плазме.

7. Создана программа LCODE для изучения долговременной динамики ультрарелятивистского драйвера в кильватерном ускорителе.

8. Проведено численное моделирование кильватерного ускорения с оптимизированной последовательностью сгустков в качестве драйвера.

Основные результаты диссертация изложены в следующих работах:

1. К. В. Лотов, Д. Д. Рютов Плазменные неустойчивости в схеме кильватерного ускорения. — Препринт Института Ядерной Физики СО РАН №94-32, Новосибирск, 1994.

2. К. V. Lotov and D.D.Ryutov Plasma Instabilities in a Plasma Wake-Field Accelerator. — In: Current Topics in Astrophysical and Fusion Plasma Research (Proceedings of International Workshop on Plasma Physics IWWPP-94), Pichl/Schladming, Austria, 1994, p. 150-155.

3. К. V. Lotov Plasma response to ultrarelativistic beam propagation.— Phys. Plasmas, 1996, v. 3, № 7, p. 2753-2759.

4. B. N. Breizman, P. Z. Chebotaev, A. M. Kudryavtsev, К. V. Lotov, and A. N. Skrinsky Nonlinear effects in plasma wake-field accelerator driven by the bunch sequence. — Preprint BudkerlNP №96-50, Novosibirsk, 1996.

5. В.Н.Худик, К. В. Лотов Ионные каналы при инжекции релятивистского электронного пучка вдоль магнитного поля. — Препринт ИЯФ СО РАН №96-61, Новосибирск, 1996.

6. А. М. Kudryavtsev, К. V. Lotov, and А. N. Skrinsky On energy loss of narrow and dense ultrarelativistic bunch in plasma. — Preprint BudkerlNP №96-64, Novosibirsk, 1996.

7. В. N. Breizman, P. Z. Chebotaev, A. M. Kudryavtsev, К. V. Lotov, and A. N. Skrinsky Self-Focused Particle Beam Drivers for Plasma Wakefield Accelerators. — Report IFSR №762, Institute for Fusion Studies, The University of Texas, Austin, 1996.

8. К. В. Лотов Численное моделирование динамики ультрареляти-* вистского пучка в кильватерном ускорителе. — Препринт ИЯФ

СО РАН №97-5, Новосибирск, 1997.

Литература

[1] J. S. Wurtele The role of plasma in advanced accelerators.— Phys. Fluids B, v.5 (1993), №7, p.2363-2370.

[2] E. Esarey, P. Sprangle, J. Krall, and A. Ting Overview of plasma-based accelerator concepts. — IEEE Trans. PlasmaSci., v. 24 (1996), № 2, p.252-288.

[3] P. Chen, J. J. Su, J. M. Dawson, K. L. F. Bane, and P. B. Wilson

Energy Transfer in a Plasma Wake-Field Accelerator. — Phys. Rev. Lett., v. 56 (1986), № 12, p. 1252-1255.

[4] B. N. Breizman, T. Tajima, D.L. Fislier, and P. Z. Chebotaev

Excitation of Nonlinear Wake Field in a Plasma for Particle Acceleration. — In: Research Trends in Physics: Coherent Radiation and Particle Acceleration, edited by A.Prokhorov, 1992, p. 263-287 (AIP Press, New York, 1992).

[5] J. Krall and G.Joyce Transverse equilibrium and stability of the primary beam in the plasma wake-field accelerator. — Phys. Plasmas, v. 2 (1995), №4, p. 1326-1331.

6. Исследован вопрос о потерях узкого и плотного сгустка заряженных частиц в плазме.

Основные результаты диссертации изложены в следующих работах:

2. K.V. Lotov and D. D. Ryutov Plasma Instabilities in a Plasma Wake-Field Accelerator. — In: Current Topics in Astrophysical and Fusion Plasma Research (Proceedings of International Workshop on Plasma Physics IWWPP-94), Pichl/Schladming, Austria, 1994, p. 150-155.

3. К. V. Lotov Plasma response to ultrarelativistic beam propagation.— Phys. Plasmas, 1996, v.3, №7, p. 2753-2759.

5. B.H. Худик, К. В. Лотов Ионные каналы при инжекции релятивистского электронного пучка вдоль магнитного поля. — Препринт ИЯФ СО РАН №96-61, Новосибирск, 1996.

6. А. М. Kudryavtsev, К. V. Lotov, and А. N. Skrinsky On energy loss of narrow and dense ultrarelativistic bunch in plasma. — Preprint BudkerlNP № 96-64, Novosibirsk, 1996.

8. К. В. Лотов Численное моделирование динамики ультрареляти-' вистского пучка в кильватерном ускорителе. — Препринт ИЯФ

СО РАН №97-5, Новосибирск, 1997.

Литература

[1] J. S. Wurtele The role of plasma in advanced accelerators.— Phys. Fluids B, v. 5 (1993), №7, p. 2363-2370.

[2] E. Esarey, P. Sprangle, J. Krall, and A. Ting Overview of plasma-based accelerator concepts. —IEEE Trans. Plasma Sci., v. 24(1996), №2, p. 252-288.

[3] P. Chen, J. J. Su, J. M. Dawson, K. L. F. Bane, and P. B. Wilson

Energy Transfer in a Plasma Wake-Field Accelerator. — Phys. Rev. Lett., v.56 (1986), №12, p. 1252-1255.

[4] B. N. Breizman, T. Tajima, D.L.Fisher, and P. Z. Chebotaev

[5] J. Krall and G. Joyce Transverse equilibrium and stability of the primary beam in the plasma wake-field accelerator. — Phys. Plasmas, v. 2 (1995), №4, p. 1326-1331.