Словарь (стр. 18 )

Основные свойства плазмы. В рез­ком отличии св-в П. от св-в нейтр. га­зов определяющую роль играют два фактора. Во-первых, вз-ствие ч-ц П. между собой характеризуется кулоновскими силами притяжения и отталки­вания, убывающими с расстоянием гораздо медленнее (т. е. значительно более «дальнодействующими»), чем си­лы вз-ствия нейтр. ч-ц. По этой при­чине вз-ствие ч-ц в П. является, строго говоря, не «парным», а «коллек­тивным» — одновременно взаимо­действует друг с другом большое чис­ло ч-ц. Во-вторых, электрич. и магн. поля очень сильно действуют на П., вызывая появление в П. объёмных за­рядов и токов и обусловливая целый

ряд специфич. св-в П. Эти отличия позволяют рассматривать П. как осо­бое, четвёртое состояние в-ва.

К важнейшим св-вам П. относится упомянутая выше квазинейтральность. Она соблюдается, если линейные раз­меры области, занимаемой П., много больше дебаевского радиуса экраниро­вания

(ее и ei — заряды эл-нов и ионов, ne и ni — электронная и ионная плот­ности; здесь и ниже используется абс. система единиц Гаусса; см. СГС систе­ма единиц). Следовательно, лишь при выполнении этого условия можно го­ворить о П. как таковой. Электрич. поле отд. ч-цы в П. экранируется ч-цами противоположного знака, т. е. практически исчезает, на расстояниях порядка D от ч-цы. Величина D опреде­ляет и глубину проникновения внеш. электростатич. поля в П. Квазинейт­ральность может нарушаться вблизи поверхности П., где более быстрые эл-ны вылетают по инерции за счёт теплового движения на длину ~D (рис. 1).

П. наз. идеальной, если по­тенциальная энергия вз-ствия ч-ц мала по сравнению с их тепловой энергией. Это условие выполняется, когда число ч-ц в сфере радиуса D велико: ND=4/3 πD3n>>1. В молнии T~2•104 К,

n~2,5•1019 (плотность воздуха) и, сле­довательно, D~10-7 см, но ND~1/10.

Рис. 1. Наруше­ние квазинейт­ральности плазмы на длине порядка дебаевского ра­диуса экраниро­вания D.

наз. с л а б о н е и д е а л ь н о й.

Помимо хаотич. теплового движе­ния, ч-цы П. могут участвовать в упо­рядоченных «коллективных процес­сах», из к-рых наиболее характерны продольные колебания пространств. заряда, называемые л е н г м ю р о в с к и м и в о л н а м и. Их угловая частота (ω0=√(4πnе2/m) наз. плазмен­ной частотой (e и m — заряд и масса эл-на). Многочисленность и разнооб­разие коллективных процессов, отли­чающие П. от нейтр. газа, обусловле­ны «дальностью» кулоновского вз-ствия ч-ц П., благодаря чему П. можно рассматривать как упругую среду, в к-рой легко возбуждаются и распро­страняются разл. шумы, колебания и волны.

В магн. поле с индукцией В на ч-цы П. действует Лоренца сила; в резуль­тате этого заряж. ч-цы П. вращаются с циклотронными частотами ωB= еВ/mс по л а р м о р о в с к н м с п и р а л я м (кружкам) радиуса ρB=v⊥/ωb, где v⊥— перпендикуляр­ная B составляющая скорости ч-цы (подробнее см. Магнитные ловушки). В таком вз-ствии проявляется д и а-

536

м а г н е т и з м П.: создаваемые эл-нами и ионами круговые токи умень­шают внеш. магн. поле; при этом эл-ны вращаются по часовой стрелке, а ио­ны — против неё (рис. 2). Магн. мо­менты таких круговых токов равны μ=mv2⊥/2B и в неоднородном поле на них действует (диамагнитная) сила, стремящаяся вытолкнуть ч-цу П. из области сильного поля в область более

Рис. 2. Вращение ионов и эл-нов по ларморовским спиралям. Радиус враще­ния иона (е>0) больше радиуса вращения эл-на (е<0).

слабого поля, что является важнейшей причиной неустойчивости П. в неоднородных полях.

Взаимные столкновения ч-ц в П. описывают эфф. поперечными сечения­ми, характеризующими «площадь ми­шени», в к-рую нужно «попасть», чтобы произошло столкновение. Напр., эл-н, пролетающий мимо иона на расстоя­нии т. н. п р и ц е л ь н о г о п а р а м е т р а ρ (рис. 3), отклоняется си­лой кулоновского притяжения на угол θ, примерно равный отношению потенциальной энергии к кинетической, так что θ≈2ρ⊥/ρ, где ρ⊥=e2/mv2≈е2/kТ (здесь ρ⊥ — прицельное рас­стояние, при к-ром угол отклонения 0=90°).

Рис. 3. Эл-н, про­летающий мимо ио­на, движется по ги­перболе. θ — угол отклонения.

На большие углы θ~1 рад рассеиваются все эл-ны, попадающие в круг с площадью σблиз≈4πρ2⊥, к-рую можно назвать сечением «близ­ких» столкновений. Если, однако, учесть и далёкие пролёты с ρ>>ρ⊥, то эфф. сечение увеличивается на мно­житель Λ=ln (D/ρ⊥), наз. к у л о н о в с к и м л о г а р и ф м о м. В пол­ностью ионизованной П. обычно Λ~10—15, и вкладом близких столкно­вений можно вообще пренебречь (см. сказанное выше о «дальнодействии» в П.). При далёких же пролётах ско­рости ч-ц изменяются на малые вели­чины, что позволяет рассматривать их движение как процесс диффузии в своеобразном «пространстве скоро­стей».

Если в П. не возбуждены к.-л. ин­тенсивные колебания и неустойчиво­сти, то именно столкновения ч-ц опре­деляют её т. н. диссипативные св-ва — электропроводность, вязкость, тепло­проводность и диффузию. В полностью ионизованной П. электропроводность

а не зависит от плотности П. и пропор­циональна T3/2; при T~15•106К она превосходит электропроводность се­ребра, поэтому часто, особенно при быстрых крупномасштабных движени­ях, П. можно приближённо рассматри­вать как идеальный проводник, пола­гая σ→∞. Если такая П. движется в магн. поле, то эдс при обходе любого замкнутого контура, движущегося вместе с П., равна нулю, что по закону Фарадея для электромагнитной ин­дукции приводит к постоянству магн. потока, пронизывающего контур (рис. 4).

Рис. 4. Движение си­ловых линий магн. поля B вместе с плаз­мой (св-во вмороженности силовых ли­ний), в — скорость среды.

Эта «приклеенность», или в м о р о ж е н н о с т ь, м а г н и т н о г о п о л я также относится к важнейшим свойствам П. (подробнее см. в ст. Магнитная гидродинамика). Ею обусловлена, в частности, возмож­ность самовозбуждения (генерации) магн. поля за счёт увеличения длины магн. силовых линий при хаотич. тур­булентном движении среды. Напр., в косм. туманностях часто видна волок­нистая структура, свидетельствующая о наличии возбуждённого т. о. магн. поля.

Методы теоретического описания плазмы. Осн. методами являются: 1) исследование движения отд. ч-ц П.; 2) магнитогидродинамич. описание П.; 3) кинетич. рассмотрение ч-ц и волн в П. В разреженной П., где мож­но пренебречь столкновениями, заряж. ч-ца летит со скоростью v║ вдоль магн. силовой линии, быстро вращаясь по ларморовской спирали (рис. 2). При наличии возмущающей силы F ч-ца также медленно «дрейфует» в направ­лении, перпендикулярном как магн. полю, так и направлению силы F. Напр., в электрич. поле Е, направлен­ном под углом к магнитному, проис­ходит «электрич. дрейф» со скоростью vдр. эл.=cE⊥/B (E⊥ — составляющая напряжённости электрич. поля, пер­пендикулярная магн. полю В). Если же E=0, но магн. поле неоднородно, то имеет место «центробежный дрейф» в направлении бинормали к силовой линии, а в продольном направлении диамагнитная сила тормозит ч-цу, при­ближающуюся к области более силь­ного магн. поля. При этом остаются неизменными полная энергия ч-цы

(т/2)(v2║+v2⊥) и ее магн. момент μ=mv2⊥/2B, являющийся адиабатич. ин­вариантом. Таково, напр., движение в магн. поле Земли косм. ч-ц (рис. 5), к-рые отражаются от полярных обла­стей, где поле сильнее, и вместе с тем