Словарь (стр. 19 )

дрейфуют вокруг Земли (протоны — на запад, эл-ны — на восток). Поле Земли является м а г н и т н о й л о в у ш к о й: оно удерживает захваченные им ч-цы в радиац. поясах. Аналогич­ными св-вами удержания П. обладают т. н. з е р к а л ь н ы е магн. ловуш­ки, применяемые в исследованиях по УТС (подробнее см. Магнитные ло­вушки).

Рис. 5. Движение косм. ч-ц, захвачен­ных магн. полем Зем­ли.

При описании П. с помощью урав­нений магн. гидродинамики она рас­сматривается как сплошная среда, в к-рой могут протекать токи. Вз-ствие этих токов с магн. полем создаёт объ­ёмные электродинамич. силы, к-рые должны уравновешивать газодинамич. давление П., аналогичное давлению в нейтр. газе (см. Газовая динамика). В состоянии равновесия магн. силовые линии и линии тока должны прохо­дить по поверхностям пост. давления. Если поле не проникает в П. (модель «идеального» проводника), то такой поверхностью является сама граница П., и на ней газодинамич. давление П. pгаз должно быть равно внеш. магн. давлению рмагн=В2/8π. На рис. 6 показан простейший пример та­кого равновесия — т. н. скинированный зет-пинч, возникающий при раз­ряде между двумя электродами.

Рис. 6. Образование перетяжек на канале разряда, сжатого соб­ственным магн. полем: I — ток; В — индук­ция магн. поля, равная нулю внутри разряда.

Штри­ховка указывает линии тока на по­верхности П. Равновесие зет-пинча неустойчиво — на нём легко образу­ются желобки, идущие вдоль магн. поля. При последующем развитии они превращаются в тонкие перетяжки и могут приводить к обрыву тока (под­робнее см. Пинч-эффект). В мощных разрядах с токами ~106 А в дейтериевой П. такой процесс сопровождается нек-рым числом ядерных реакций и ис­пусканием нейтронов, а также жёст­ких рентг. лучей, что впервые было об­наружено в 1952 , и их сотрудника­ми.

Если внутри пинча создать про­дольное магн. поле В║, то, двигаясь из-за вмороженности вместе с П., оно своим давлением будет препятст-

537

вовать развитию перетяжек. Желобки и в этом случае могут возникать вдоль винтовых силовых линий полного магн. поля, складывающегося из продоль­ного поля и поперечного поля B⊥, к-рое создаётся самим током П. I║ . Это имеет место, напр., в т. н. равновес­ном тороидальном пинче. Однако при условии B║/B⊥>R/a. (R и а — боль­шой и малый радиусы тора, рис. 7) шаг винтовых силовых линий полного поля оказывается больше длины замк­нутого плазменного шнура 2πR, и желобковая неустойчивость, как пока­зывает опыт, не развивается. Такие системы, наз. токамаками, используются для исследований по проблеме УТС.

Рис. 7. Токамак. Токи, текущие в проводящем кожухе, препятствуют смещению плазменного шнура.

При рассмотрении движения П. методами магн. гидродинамики необ­ходимо учитывать степень вмороженности поля, определяемую магнит­ным числом Рейнольдса.

Наиболее детальным методом опи­сания П. является кинетический, ос­нованный на использовании функ­ции распределения ч-ц по координатам и импульсам f=f(t, r,p). Импульс ч-цы р равен mv. В состоянии термодинамического равновесия эта функция имеет вид универсального Максвелла распределения, а в общем случае её находят из кинетического уравнения Больцмана:

Здесь F=eE+(e/c)[vB] — внеш. сила, действующая на заряж. ч-цу П., а член С (f) учитывает взаимные столкно­вения ч-ц. При рассмотрении быстрых движений П. столкновениями часто можно пренебречь, полагая C(f)≈0. Тогда кинетич. ур-ние наз. б е с с т о л к н о в и т е л ь н ы м у р а в н е н и е м В л а с о в а с самосогла­сованными полями E и В (они сами определяются движением заряж. ч-ц). полностью ионизована, т. е. в ней присутствуют только заряж. ч-цы, то их столкновения, ввиду пре­обладающей роли далёких пролётов (см. выше), эквивалентны процессу диффузии в пространстве импульсов (скоростей). Выражение С(f) для такой П. было получено и может быть записано в виде:

C(f)= ∇ (D^•∇f--Fcf), где ∇=д/др — градиент в импульс­ном пространстве, D^ — тензорный коэфф. диффузии в этом же пространст­ве, a Fc — сила взаимного (т. н. «ди­намического») трения ч-ц.

При высоких темп-pax и низкой плотности можно пренебречь столкно­вениями ч-ц с ч-цами в П. Однако в случае, когда в П. возбуждены волны к.-л. типа (см. ниже), необходимо учи­тывать «столкновения» ч-ц с волнами. При не слишком больших амплитудах колебаний в П. подобные «столкнове­ния», как и при далёких пролётах, со­провождаются малыми изменениями импульса ч-ц, и член С(f) сохраняет свой «диффузионный» вид с тем отли­чием, что коэфф. D^ определяется ин­тенсивностью волн. Важнейшим ре­зультатом кинетич. описания П. яв­ляется учёт вз-ствия волны с группой т. н. р е з о н а н с н ы х ч а с т и ц, скорости к-рых совпадают со скоро­стью распространения волны. Именно эти ч-цы могут наиболее эффективно обмениваться с волной энергией и им­пульсом. В 1946 пред­сказал возможность основанного на таком обмене «бесстолкновительного затухания» ленгмюровских волн, впо­следствии обнаруженного в опытах с П. Если направить в П. дополнит. пучок ч-ц, то подобный обмен может приводить не к затуханию, а к усиле­нию волн. Этот эффект в известном смысле аналогичен Черенкова — Вави­лова излучению.

Колебания и неустойчивости плазмы. Волны в П. отличают их объёмный ха­рактер и разнообразие св-в. С помощью разложения в ряд Фурье любое малое возмущение в П. можно представить

Рис. 8. Синусоидаль­ный профиль плотно­сти эл-нов в монохроматич. плазмен­ной волне.

как набор волн простейшего синусо­идального вида (рис. 8). Каждая такая (монохроматическая) вол­на характеризуется определённой час­тотой ω, длиной волны λ и фазовой скоростью распространения vваз. Кро­ме того, волны могут различаться по­ляризацией, т. е. направлением век­тора электрич. поля в волне. Если это поле направлено вдоль скорости рас­пространения, волна наз. продоль­ной, а если поперёк — поперечной. В П. без магн. поля возможны волны трёх типов: продольные л е н г м ю р о в с к и е с частотой ω0, продоль­ные звуковые (точнее, и о н н о-з в у к о в ы е) и поперечные эл.-магн. (световые или радиоволны). Попереч­ные волны могут обладать двумя поля­ризациями и могут распространяться в П. без магн. поля, только если их частота со превышает плазменную час­тоту ω0. В противоположном же слу­чае ω<ω0 показатель преломления П. становится мнимым, и поперечные вол­ны не могут распространяться внутри П., а отражаются её поверхностью

подобно тому, как лучи света отра­жаются зеркалом. Именно поэтому радиоволны с λ>~20 м отражаются ионосферой, что обеспечивает возмож­ность дальней радиосвязи на Земле.

Однако при наличии магн. поля по­перечные волны, резонируя с ионами и эл-нами на их циклотронных часто­тах, могут распространяться внутри П. и при ω<ω0. Это означает появле­ние ещё двух типов волн в П., наз. а л ь ф в е н о в с к и м и и б ы с т р ы м и м а г н и т о з в у к о в ы м и. Альфвеновская волна представляет со­бой поперечное возмущение, распро­страняющееся вдоль магн. поля со скоростью vA=B/√(4πnMi) (Мi — мас­са ионов). Её природа обусловлена вмороженностью и упругостью сило­вых линий, к-рые, стремясь сократить свою длину и будучи «нагружены» ч-цами П., в частности массивными ионами, колеблются подобно натяну­тым струнам. Б ы с т р а я м а г н и т о з в у к о в а я волна в области малых частот по существу лишь поля­ризацией отличается от альфвеновской (их скорости близки и определяются магн. полем и инерцией тяжёлых ионов). В области же больших частот, где ионы можно считать неподвижны­ми, она определяется инерцией эл-нов и имеет специфич. винтовую поляри­зацию. Поэтому здесь её наз. «геликонной ветвью» колебаний, или «вет­вью вистлеров», т. е. свистов, по­скольку в магнитосферной П. она проявляется в виде характерных сви­стов при радиосвязи (см. Свистящие атмосферики). Кроме того, в П. может распространяться м е д л е н н а я м а г н и т о з в у к о в а я волна, к-рая представляет собой обычную звуковую волну с хар-ками, несколь­ко изменёнными магн. полем.