Сообщение о плазме


Плазма — четвертое состояние вещества

Агрегатные состояния вещества.

Агрегатные Состояния вещества, состояния одного и того же вещества, переходы между которыми сопровождаются скачкообразным изменением его свободной энергии, энтропии, плотности и других физических свойств. Все
вещества (за некоторым исключением) могут существовать в трёх агрегатных состояниях —  твёрдом, жидком и газообразном. Так, вода при нормальном давлении p= 10l 325 Па=760 мм ртутного столба и при температуре t=00 С. кристаллизуется в лёд, а при 100°С кипит и превращается в пар. Четвёртым агрегатным состоянием вещества часто считают плазму. В отличие от других агрегатных состояний вещества плазма представляет собой газ заряженных частиц (ионов, электронов), которые электрически взаимодействуют друг с другом на больших расстояниях.

Что такое плазма?

ПЛАЗМА — частично или полностью ионизированный газ, в котором плотности положительных и отрицательных зарядов практически одинаковы.


лабораторных условиях плазма образуется в электрическом разряде в газе, в процессах горения и взрыва. Термин “плазма” в физике был введен в 1929 американскими учеными И.Ленгмюром и Л.Тонксом. Вещество, разогретое до температуры в сотни тысяч и миллионы градусов, уже не может состоять из обычных нейтральных атомов. При столь высоких температурах атомы сталкиваются друг с другом с такой силой, что не могут сохраниться в целостности. При ударе атомы разделяются на более мелкие составляющие — атомные ядра и электроны. Эти частицы наделены электрическими зарядами: электроны — отрицательным, а ядра — положительным. Смесь этих частиц, называемая плазма представляет собой своеобразное состояние вещества, которое очень сильно отличается от относительно холодного газа по свойствам. Под плазмой в физике понимают газ, состоящий из электрически заряженных и нейтральных частиц, в котором суммарный электрический заряд равен нулю, то есть, выполнено условие квазинейтральности. Средние кинетические энергии различных типов частиц, составляющих плазму, могут быть разными. Поэтому в общем случае плазму характеризуют не одним значением температуры, а несколькими – различают электронную температуру Те, ионную температуру Тi и температуру нейтральных атомов Та. Плазму с ионной температурой Тi < 10К называют низкотемпературной, а с Тi > 106 К – высокотемпературной. Высокотемпературная плазма является основным объектом исследования по УТС. Низкотемпературная плазма находит применение в газоразрядных источниках света, газовых лазерах.


Несколько свойств плазмы.

v   Степень ионизации

Степень ионизации определяется как отношение числа ионизованных частиц к общему числу частиц. Для низкотемпературных плазм характерны малые степени ионизации (<1%). Так как такие плазмы довольно часто употребляются в плазменных технологиях их иногда называют технологичными плазмами. Чаще всего их создают при помощи электрических полей, которые ускоряют электроны, которые в свою очередь ионизуют атомы. Электрические поля вводятся в газ посредством индуктивной или емкостной связи. Типичные применения низкотемпературных плазм включают плазменную модификацию свойств поверхности, плазменное травление поверхностей (полупроводниковая промышленность), очистка газов и жидкостей (озонирование воды и сжигание частичек сажи в дизельных двигателях). Горячие плазмы почти всегда полностью ионизованы (степень ионизации ~100%). Обычно именно они понимаются под «четвертым агрегатным состоянием вещества». Примером может служить Солнце.

v   Плотность

Помимо температуры, которая имеет фундаментальную важность для самого существования плазмы, вторым наиболее важным свойством плазмы является плотность.
ово плотность плазмы обычно обозначает плотность электронов, т.е. число свободных электронов в единице объема (строго говоря, здесь, плотностью называют концентрацию — не массу единицы объема, а число частиц в единице объема). Плотность ионов связана с ней посредством среднего зарядового числа ионов. Следующей важной величиной является плотность нейтральных атомов n0. В горячей плазме n0 мала, но может тем не менее быть важной для физики процессов в плазме.

v   Квазинейтральность

Так как плазма является очень хорошим проводником, электрические свойства имеют важное значение. Потенциалом плазмы или потенциалом пространства называют среднее значение электрического потенциала в данной точке пространства. В случае если в плазму внесено какое-либо тело, его потенциал в общем случае будет меньше потенциала плазмы вследствие возникновения дебаевского слоя. Такой потенциал называют плавающим потенциалом. По причине хорошей электрической проводимости плазма стремится экранировать все электрические поля. Это приводит к явлению квазинейтральности — плотность отрицательных зарядов с хорошей точностью равна плотности положительных зарядов. В силу хорошей электрической проводимости плазмы разделение положительных и отрицательных зарядов невозможно на расстояниях больших дебаевской длины и временах больших периода плазменных колебаний. Примером неквазинейтральной плазмы является пучок электронов. Однако плотность не-нейтральных плазм должна быть очень мала, иначе они быстро распадутся за счет кулоновского отталкивания.


Получение плазмы.

Чтобы перевести газ в состояние плазмы, нужно оторвать хотя бы часть электронов от атомов, превратив эти атомы в ионы.  Такой отрыв от атомов называют ионизацией. В природе и технике ионизация может производиться различными путями. Самые распространенные  из них:

·   Ионизация тепловой энергией

·   Ионизация электрическим разрядом.

·   Ионизация давлением.

·   Ионизация лазерным излучением.

Использование плазмы.

Наиболее широко плазма применяется в светотехнике — в газоразрядных лампах, освещающих улицы. Гуляя вечером по улицам города, мы любуемся световыми рекламами, не думая о том, что в них светится неоновая или аргоновая плазма. Пользуемся лампами дневного света. Всякий, кто имел «удовольствие» устроить в электрической сети короткое замыкание, встречался с плазмой. Искра,  которая проскакивает между проводами, состоит из плазмы электрического разряда в воздухе. Дуга электрической сварки тоже плазма. Любое вещество, нагретое до достаточно высокой температуры, переходит в состояние плазмы. Легче всего это происходит с парами щелочных металлов,  таких, как натрий, калий, цезий.
ычное пламя обладает некоторой теплопроводностью; оно, хотя и в слабой степени, ионизировано, то есть является плазмой. Причина этой проводимости — ничтожная  примесь натрия, который можно распознать по желтому свечению. Для полной ионизации газа нужна температура в десятки тысяч градусов. Кроме того, плазма применяется в самых разных газоразрядных приборах: выпрямителях электрического тока, стабилизаторах напряжения, плазменных усилителях и генераторах сверхвысоких частот (СВЧ), счётчиках космических частиц. Все так называемые газовые лазеры (гелий-неоновый, криптоновый, на диоксиде углерода и т. п.) на самом деле плазменные: газовые смеси в них ионизованы электрическим разрядом. Свойствами, характерными для плазмы, обладают электроны проводимости в металле (ионы, жестко закрепленные в кристаллической решётке, нейтрализуют их заряды), совокупность свободных электронов и подвижных «дырок» (вакансий) в полупроводниках. Поэтому такие системы называют плазмой твёрдых тел. Газовую плазму принято разделять на низкотемпературную — до 100 тыс. градусов и высокотемпературную — до 100 млн градусов. Существуют генераторы низкотемпературной плазмы — плазмотроны, в которых используется электрическая дуга. С помощью плазмотрона можно нагреть почти любой газ до 7000-10000 градусов за сотые и тысячные доли секунды. С созданием плазмотрона возникла новая область науки — плазменная химия: многие химические реакции ускоряются или идут только в плазменной струе.
лазмотроны применяются и в горно-рудной промышленности, и для резки металлов. Созданы также плазменные двигатели, магнитогидродинамические электростанции. Разрабатываются различные схемы плазменного ускорения заряженных частиц. Центральной задачей физики плазмы является проблема управляемого термоядерного синтеза. Термоядерными называют реакции синтеза более тяжёлых ядер из ядер лёгких элементов (в первую очередь изотопов водорода — дейтерия D и трития Т), протекающие при очень высоких температурах. В естественных условиях термоядерные реакции происходят на Солнце: ядра водорода соединяются друг с другом, образуя ядра гелия, при этом выделяется значительное количество энергии. Искусственная реакция термоядерного синтеза была осуществлена в  водородной бомбе.

Плазма как негативное явление.

Источник: www.BiblioFond.ru

Основные параметры и свойства плазмы

Ко­ли­че­ст­вен­но П. ха­рак­те­ри­зу­ет­ся кон­цен­тра­ция­ми элек­тро­нов $n_e$ и ио­нов $n_i$, их ср. темп-ра­ми (энер­гия­ми) $T_e$ и $T_i$, сте­пе­нью ио­ни­за­ции (дóлей ио­ни­зо­ван­ных ато­мов) $α=n_i/(n_i+n_0)$, где $n_0$ – кон­цен­тра­ция ней­траль­ных ато­мов, ср. за­ря­дом ио­на $Z_{eff}$.


­со­кая под­виж­ность час­тиц П. (осо­бен­но элек­тро­нов) обес­пе­чи­ва­ет эк­ра­ни­ро­ва­ние вне­сён­но­го в П. за­ря­да на рас­стоя­ни­ях по­ряд­ка де­ба­евско­го ра­диу­са эк­ра­ни­ро­ва­ния $r_D$ за вре­ме­на по­ряд­ка об­рат­ной плаз­мен­ной элек­трон­ной (лен­гмю­ров­ской) час­то­ты , $ω_{ре}=sqrt{4πn_ee^2/m_e},$ где $e$ и $m_e$ – за­ряд и мас­са элек­тро­на; здесь и ни­же в фор­му­лах ис­поль­зу­ет­ся га­ус­со­ва сис­те­ма еди­ниц (СГС); темп-ру в фи­зи­ке П. при­ня­то из­ме­рять в энер­ге­тич. еди­ни­цах (1 кэВ≈107 К). Про­стран­ст­вен­ный и вре­мен­нoй мас­шта­бы обыч­но ма­лы, по­это­му кон­цен­тра­ции по­ло­жи­тель­ных и от­ри­ца­тель­ных за­ря­дов ока­зы­ва­ют­ся прак­ти­че­ски оди­на­ко­вы­ми $(|Z_{eff}n_i-n_e|/n_e≪1)$; в этом смыс­ле го­во­рят о ква­зи­нейт­раль­но­сти П. Это важ­ней­шее свой­ство П. час­то ис­поль­зу­ют для оп­ре­де­ле­ния П., сле­дуя И. Лен­гмю­ру, впер­вые при­ме­нив­ше­му в 1920-х гг. тер­мин «П.» для обо­зна­че­ния уда­лён­ной от элек­тро­дов ква­зи­нейт­раль­ной об­лас­ти га­зо­во­го раз­ря­да. Обыч­но вре­ме­на су­ще­ст­во­ва­ния и раз­ме­ры П. пре­вы­ша­ют со­от­вет­ст­вен­но и $r_D$, что обес­пе­чи­ва­ет её ква­зи­нейт­раль­ность. Ква­зи­нейт­раль­ность П. не про­ти­во­ре­чит на­ли­чию объ­ём­но­го элек­трич. по­ля в П., на­хо­дя­щей­ся в маг­нит­ном по­ле.

Классификация видов плазмы

Клас­си­фи­ка­ция ви­дов плаз­мы ус­ловна. Ес­ли в сфе­ре ра­диу­са $r_D$ на­хо­дит­ся мно­го за­ря­жен­ных час­тиц ($N≈4πnr_D^3/3≫1, n$ – кон­цент­ра­ция всех ча­стиц плаз­мы), П. на­зы­ва­ет­ся иде­аль­ной плаз­мой; при $N⩽1$ го­во­рят о не­иде­аль­ной плаз­ме (здесь $N$ – па­ра­метр иде­аль­но­сти). В иде­аль­ной П. по­тен­ци­аль­ная энер­гия взаи­мо­дей­ст­вия час­тиц ма­ла по срав­не­нию с их те­п­ло­вой энер­ги­ей.


Вы­со­ко­ио­ни­зо­ван­ную П. с темп-рой $⩾10^2–10^3$ эВ на­зы­ва­ют вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной, в от­ли­чие от низ­ко­тем­пе­ра­тур­ной плаз­мы с $T_e⩽10–100$ эВ, в ко­то­рой су­ще­ст­вен­ную роль мо­гут иг­рать столк­но­ви­тель­ные и ра­диа­ци­он­ные про­цес­сы. Осо­бой раз­но­вид­но­стью низ­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. яв­ля­ет­ся пы­ле­вая плаз­ма, со­дер­жа­щая мак­ро­ско­пи­че­ские (раз­ме­ром от до­лей до со­тен мик­ро­мет­ров) твёр­дые час­тич­ки, не­су­щие боль­шой элек­трич. за­ряд $(Z_{eff}≫1)$. Вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ную П. с вы­со­кой элек­тро­про­вод­но­стью $σ$ так­же на­зы­ва­ют иде­аль­ной, ес­ли мож­но пре­неб­речь дис­си­па­тив­ны­ми про­цес­са­ми.

При сверх­вы­со­ких плот­но­стях энер­гии, воз­ни­каю­щих в ре­зуль­та­те столк­но­ве­ний тя­жё­лых ульт­ра­ре­ля­ти­ви­ст­ских час­тиц, воз­мож­но об­ра­зо­ва­ние кварк-глю­он­ной плаз­мы – ад­рон­ной сре­ды, в ко­то­рой пе­ре­ме­ша­ны цвет­ные за­ря­ды квар­ков и глюо­нов, как в обыч­ной П. пе­ре­ме­ша­ны элек­трич.
­ря­ды. Час­ти­цы крио­ген­ной плаз­мы (с темп-рой в до­ли кель­ви­на) соз­да­ют­ся пу­тём пре­ци­зи­он­ной ио­ни­за­ции хо­лод­ных ато­мов ла­зер­ным пуч­ком, энер­гия кван­тов ко­то­ро­го прак­ти­че­ски рав­на энер­гии ио­ни­за­ции. Для опи­са­ния элек­тро­нов в ме­тал­лах, за­ряд ко­то­рых ском­пен­си­ро­ван за­ря­дом ио­нов кри­стал­лич. ре­шёт­ки, а так­же элек­тро­нов и ды­рок в по­лу­про­вод­ни­ках час­то ис­поль­зу­ют тер­мин плаз­ма твёр­дых тел. Совр. фи­зи­ка П. рас­смат­ри­ва­ет так­же ла­зер­ную плаз­му, воз­ни­каю­щую при оп­ти­че­ском про­бое под дей­ст­ви­ем мощ­но­го ла­зер­но­го из­лу­че­ния на ве­ще­ст­во; за­ря­жен­ную П., в ча­ст­но­сти элек­трон­ные и ион­ные пуч­ки, за­ря­жен­ные слои (двой­ной элек­три­че­ский слой) и др.

П. на­зы­ва­ют вы­ро­ж­ден­ной при низ­кой темп-ре $T$ и вы­со­кой кон­цен­тра­ции час­тиц $n$, ко­гда ха­рак­тер­ное рас­стоя­ние $(∝n^{–1/3})$ ме­ж­ду ни­ми ста­но­вит­ся по­ряд­ка дли­ны вол­ны де Брой­ля $(λ≈h/(2mT)^{1/2}$, где $h$ – по­сто­ян­ная План­ка). Ис­кус­ст­вен­но соз­дан­ная П. обыч­но тер­мо­ди­на­ми­че­ски не­рав­но­вес­на. Ло­каль­ное рав­но­ве­сие на­сту­па­ет, толь­ко ес­ли час­ти­цы П. стал­ки­ва­ют­ся ме­ж­ду со­бой. Бы­ст­рее все­го ус­та­нав­ли­ва­ет­ся рав­но­ве­сие внут­ри элек­трон­ной ком­по­нен­ты П., а в ион­ной ком­по­нен­те и ме­ж­ду ио­на­ми и элек­тро­на­ми – со­от­вет­ст­вен­но в $sqrt{∼m_i/m_e}$ и $∼m_i/m_e$ раз мед­лен­нее. В от­ли­чие от га­за, час­то­та столк­но­ве­ний час­тиц П. умень­ша­ет­ся с уве­ли­че­ни­ем энер­гии час­тиц ($∝T^{–3/2}$). По чис­лу ви­дов ио­нов раз­ли­ча­ют од­но- и мно­го­ком­по­нент­ную плаз­му.

Плазма в природе и технике


Счи­та­ет­ся, что бо­лее 99% ба­ри­он­но­го ве­ще­ст­ва во Все­лен­ной пре­бы­ва­ет в со­стоя­нии П. в ви­де звёзд, меж­звёзд­но­го и меж­га­лак­тич. га­за (см. Кос­ми­че­ская плаз­ма). П. маг­ни­то­сфе­ры за­щи­ща­ет Зем­лю от раз­ру­ши­тель­но­го по­то­ка П., ис­пус­кае­мой Солн­цем, – сол­неч­но­го вет­ра. При­сут­ст­вие ио­но­сфер­ной П., от­ра­жаю­щей ра­дио­вол­ны, де­ла­ет воз­мож­ной даль­нюю ра­дио­связь. П. в при­ро­де мож­но на­блю­дать в ви­де ат­мо­сфер­ных раз­ря­дов (мол­ний и ко­рон­ных раз­ря­дов) и по­ляр­ных сия­ний, а так­же в обыч­ном пла­ме­ни. В тех­ни­ке наи­боль­шее рас­про­стра­не­ние по­лу­чи­ла П. га­зо­вых раз­ря­дов, ис­поль­зуе­мых в ла­бо­ра­тор­ных и тех­но­ло­гич. це­лях, в га­зо­раз­ряд­ных ис­точ­ни­ках све­та (напр., лю­ми­нес­цент­ных лам­пах), в ком­му­ти­рую­щих уст­рой­ст­вах, при свар­ке и рез­ке ма­те­риа­лов, в плаз­мен­ных па­не­лях те­ле­ви­зи­он­ных и муль­ти­ме­дий­ных эк­ра­нов. По­то­ки П. при­ме­ня­ют­ся в плаз­мо­тро­нах для об­ра­бот­ки ма­те­риа­лов, в хи­рур­гии, в плаз­мен­ных кос­мич. дви­га­те­лях и маг­ни­то­гид­ро­ди­на­ми­че­ских ге­не­ра­то­рах. В вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. воз­мож­но про­те­ка­ние тер­мо­ядер­ных ре­ак­ций. Для реа­ли­за­ции управ­ляе­мо­го тер­мо­ядер­но­го син­те­за (УТС) в дей­те­рий-три­тие­вой П. не­об­хо­ди­мо вы­пол­не­ние Ло­усо­на кри­те­рия – удер­жа­ние П. с $T⩾10$ кэВ и $n⩾10^{14}$ см–3 в те­че­ние вре­ме­ни $⩾1$ с (в П. др. со­ста­ва эти зна­чения ещё вы­ше). Ти­пич­ные зна­че­ния па­ра­мет­ров разл. ви­дов плаз­мы при­ве­де­ны на ри­сун­ке.

Методы описания плазмы

Ес­те­ст­вен­ный спо­соб опи­сать П., про­ве­дя рас­чёт дви­же­ния всех её час­тиц, не реа­ли­зу­ем на прак­ти­ке да­же с по­мо­щью мощ­ной вы­чис­лит. тех­ни­ки в си­лу кол­лек­тив­но­го ха­рак­те­ра взаи­мо­дей­ст­вия час­тиц. Од­на­ко мн. важ­ные свой­ст­ва П. мож­но по­нять на ос­но­ве ана­ли­за дви­же­ния отд. час­тиц. В маг­нит­ном по­ле с ин­дук­ци­ей $boldsymbol B$ дви­же­ние за­ря­жен­ных час­тиц П. вдоль и по­пе­рёк на­прав­ле­ния маг­нит­но­го по­ля су­ще­ст­вен­но раз­лич­но. В про­доль­ном на­прав­ле­нии час­ти­ца с за­ря­дом $q$ дви­жет­ся по­сту­па­тель­но, а в по­пе­реч­ном – вра­ща­ет­ся с цик­ло­трон­ной час­то­той $ω_B=qB/mc$ ($c$ – ско­рость све­та). Ес­ли лар­мо­ров­ский ра­ди­ус $ρ_L=v_⟂/ω_B$ та­ко­го вра­ще­ния мень­ше дли­ны сво­бод­но­го про­бе­га час­ти­цы и ха­рак­тер­но­го раз­ме­ра П., а элек­тро­маг­нит­ное по­ле ме­ня­ет­ся мед­лен­но по срав­не­нию с пе­рио­дом цик­ло­трон­но­го вра­ще­ния, П. счи­та­ет­ся за­маг­ни­чен­ной плаз­мой ($v_⟂$ – ско­рость дви­же­ния час­ти­цы по­пе­рёк маг­нит­но­го по­ля). Час­ти­цы та­кой П. дви­жут­ся с со­хра­не­ни­ем адиа­ба­тич. ин­ва­ри­ан­та – маг­нит­но­го мо­мен­та $μ approx mv_⟂^2/2B$, а под дей­ст­ви­ем к.-л. си­лы $boldsymbol F$ опи­сы­вае­мые ими лар­мо­ров­ские спи­ра­ли мед­лен­но дрей­фу­ют по­пе­рёк маг­нит­но­го по­ля со ско­ро­стью $boldsymbol v_F=c[boldsymbol F×boldsymbol B]/qB^2$. В за­ви­си­мо­сти от при­ро­ды си­лы $boldsymbol F$ раз­ли­ча­ют гра­ви­та­ци­он­ный, элек­три­че­ский, гра­ди­ент­ный, цен­тро­беж­ный и по­ля­ри­за­ци­он­ный дрей­фы (см. Дрейф за­ря­жен­ных час­тиц). На­прав­ле­ние цик­ло­трон­но­го вра­ще­ния час­тиц оп­ре­де­ля­ет­ся Лен­ца пра­ви­лом: маг­нит­ное по­ле то­ка цик­ло­трон­но­го вра­ще­ния час­тиц про­ти­во­по­лож­но внеш­не­му по­лю и, сле­до­ва­тель­но, ос­лаб­ля­ет его. В этом про­яв­ля­ет­ся диа­маг­не­тизм П., при­во­дя­щий к вы­тал­ки­ва­нию П. из об­лас­ти бо­лее силь­но­го маг­нит­но­го по­ля.

То­ж­де­ст­вен­ность час­тиц ка­ж­дой ком­по­нен­ты П. по­зво­ля­ет ис­поль­зо­вать ки­не­тич. опи­са­ние с по­мо­щью од­но­час­тич­ной функ­ции рас­пре­де­ле­ния $f(t, boldsymbol r, boldsymbol v)$, оп­ре­де­ляе­мой как кон­цен­тра­ция час­тиц дан­ной ком­по­нен­ты в фа­зо­вом про­стран­ст­ве (см. Ки­не­ти­че­ские урав­не­ния для плаз­мы). Как и обыч­ная кон­цен­тра­ция, функ­ция рас­пре­де­ле­ния удов­ле­тво­ря­ет урав­не­нию не­пре­рыв­но­сти, но толь­ко в фа­зо­вом про­стран­ст­ве: $?f/?t+rm{div}_r(fboldsymbol v)+rm{div}_v(fboldsymbol a)=St[f]$. Здесь $boldsymbol a=boldsymbol F/m$ – ус­ко­ре­ние, $t$ – вре­мя, $fboldsymbol v$ и $fboldsymbol a$ – плот­но­сти по­то­ка час­тиц в ко­ор­ди­нат­ном про­стран­ст­ве и про­стран­ст­ве ско­ро­стей со­от­вет­ст­вен­но. Не­пре­рыв­ность по­то­ка в фа­зо­вом про­стран­ст­ве на­ру­ша­ет­ся при столк­но­ве­ни­ях час­тиц, что опи­сы­ва­ет­ся ин­те­граль­ным столк­но­ви­тель­ным чле­ном $St[f]$ в пра­вой час­ти ки­не­тич. урав­не­ния. В вы­со­ко­ио­ни­зо­ван­ной П. до­ми­ни­ру­ют даль­ние столк­но­ве­ния, при ко­то­рых на­прав­ле­ние и ско­рость дви­же­ния час­тиц ме­ня­ют­ся плав­но. Это по­зво­ля­ет за­пи­сать столк­но­ви­тель­ный член в ви­де ди­вер­ген­ции не­кое­го по­то­ка $boldsymbol Gamma$ в про­стран­ст­ве ско­ро­стей: $St[f]=–rm{div}_v(boldsymbol Gamma)=rm{div}_v(boldsymbol D∇_vf-boldsymbol gf)$, где $boldsymbol D$ – ко­эф. диф­фу­зии (в об­щем слу­чае тен­зор­ный), $boldsymbol g$ – ко­эф. ди­на­мич. тре­ния в про­стран­ст­ве ско­ро­стей. По­сколь­ку час­то­та столк­но­ве­ний убы­ва­ет с рос­том темп-ры П., вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ная П. аде­к­ват­но опи­сы­ва­ет­ся бес­столк­но­ви­тель­ным $(St[f]3rightarrow 0)$ ки­не­тич. урав­не­ни­ем, в ко­то­ром элек­трич. и маг­нит­ное по­ля, оп­ре­де­ляю­щие дей­ст­вую­щие на час­ти­цы си­лы, рас­счи­ты­ва­ют­ся по плот­но­сти за­ря­дов и то­ков в са­мой П. Та­кие по­ля на­зы­ва­ют­ся са­мо­со­гла­со­ван­ны­ми, а бес­столк­но­ви­тель­ное ки­не­тич. урав­не­ние с са­мо­со­гла­со­ван­ны­ми по­ля­ми – урав­не­ни­ем Вла­со­ва. Важ­ным свой­ст­вом П., вы­те­каю­щим из ре­ше­ния урав­не­ния Вла­со­ва, яв­ля­ет­ся фе­но­мен бес­столк­но­ви­тель­ной рас­кач­ки или за­ту­ха­ния плаз­мен­ных волн (Лан­дау за­ту­ха­ние), фи­зич. при­ро­да ко­то­ро­го ана­ло­гич­на эф­фек­ту Че­рен­ко­ва (см. Ва­ви­ло­ва – Че­рен­ко­ва из­лу­че­ние). Урав­не­ние Вла­со­ва опи­сы­ва­ет кол­лек­тив­ные про­цес­сы в П., но не учи­ты­ва­ет флук­туа­ции, свя­зан­ные с дви­же­ни­ем отд. час­тиц.

Сле­дую­щим по ие­рар­хии спо­со­бом опи­са­ния П. яв­ля­ет­ся гид­ро­ди­на­мич. под­ход, опе­ри­рую­щий мо­мен­та­ми функ­ции рас­пре­де­ле­ния (кон­цен­тра­ци­ей, ср. ско­ро­стью, дав­ле­ни­ем, по­то­ка­ми те­п­ла и др.), ус­ред­няе­мой с разл. ве­са­ми по про­стран­ст­ву ско­ро­стей. По­лу­чае­мые та­ким об­ра­зом урав­не­ния мно­го­жид­ко­ст­ной маг­нит­ной гид­ро­ди­на­ми­ки (МГД) при­год­ны для мак­ро­ско­пич. опи­са­ния по­ве­де­ния ком­по­нент П. в маг­нит­ном по­ле. Од­но­жид­ко­ст­ная маг­нит­ная гид­ро­ди­на­ми­ка не раз­ли­ча­ет ком­по­нен­ты П., рас­смат­ри­вая её как еди­ную про­во­дя­щую жид­кость. П. с вы­со­кой элек­тро­про­вод­но­стью $(σrightarrowinfty)$ опи­сы­ва­ет­ся урав­не­ния­ми иде­аль­ной маг­нит­ной гид­ро­ди­на­ми­ки, для ко­то­рой ха­рак­тер­на вмо­ро­жен­ность маг­нит­но­го по­ля в П. При ко­неч­ной про­во­ди­мо­сти маг­нит­ное по­ле про­са­чи­ва­ет­ся сквозь П. с ко­эф. маг­нит­ной диф­фу­зии $c^2/4πσ$ (скин-эф­фект). МГД-опи­са­ние П. ши­ро­ко ис­поль­зу­ет­ся в за­да­чах кос­мич. плаз­мы, УТС и др.

Удержание плазмы

П. со­хра­ня­ет свои свой­ст­ва лишь в от­сут­ст­вие кон­так­тов с бо­лее хо­лод­ны­ми и плот­ны­ми сре­да­ми. Осо­бо ак­ту­аль­на за­да­ча удер­жа­ния вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. в УТС. В от­ли­чие от звёзд­ных объ­ек­тов, в ко­то­рых П. удер­жи­ва­ет­ся си­лой гра­ви­та­ции, в ла­бо­ра­тор­ных тер­мо­ядер­ных ус­та­нов­ках при­ме­ня­ют маг­нит­ное и инер­ци­аль­ное (инер­ци­он­ное) удер­жа­ние П. В сис­те­мах маг­нит­но­го удер­жа­ния маг­нит­ное по­ле игра­ет двоя­кую роль: си­ло­вую (соб­ст­вен­но для удер­жа­ния) и обес­пе­чи­ваю­щую маг­нит­ную тер­мо­изо­ля­цию П. от сте­нок ка­ме­ры. Ис­поль­зу­ют­ся маг­нит­ные ло­вуш­ки разл. ти­пов: от­кры­тые ло­вуш­ки, в ко­то­рых си­ло­вые ли­нии маг­нит­но­го по­ля вы­хо­дят из об­лас­ти удер­жа­ния, и замк­ну­тые (то­рои­даль­ные) ло­вуш­ки – то­ка­ма­ки, стел­ла­ра­то­ры, пин­чи с об­ра­щён­ным по­лем и др. В от­кры­той ло­вуш­ке удер­жа­ние час­тиц П. вдоль си­ло­вой ли­нии обес­пе­чи­ва­ет­ся на­рас­та­ни­ем маг­нит­но­го по­ля от цен­тра к кон­цам ло­вуш­ки; при­ме­ром та­кой ло­вуш­ки слу­жит маг­нит­ное по­ле Зем­ли, удер­жи­ваю­щее час­ти­цы в ра­диа­ци­он­ных поя­сах Зем­ли. Маг­нит­ная кон­фи­гу­ра­ция то­ка­ма­ка соз­да­ёт­ся су­пер­по­зи­ци­ей то­рои­даль­но­го по­ля маг­нит­ных ка­ту­шек (со­ле­нои­дов) и по­лои­даль­но­го по­ля те­ку­ще­го по П. то­ка, что обес­пе­чи­ва­ет на­вив­ку си­ло­вых ли­ний по­ля на маг­нит­ные по­верх­но­сти, вло­жен­ные друг в дру­га. В стел­ла­ра­то­ре та­кая на­вив­ка («вра­ща­тель­ное пре­об­ра­зо­ва­ние») обес­пе­чи­ва­ет­ся ис­клю­чи­тель­но внеш­ни­ми ка­туш­ка­ми спец. фор­мы. Инер­ци­аль­ное удер­жа­ние реа­ли­зу­ет­ся в им­пульс­ных раз­ря­дах, в ко­то­рых П., соз­да­вае­мая в мик­ро­взры­вах под воз­дей­ст­ви­ем ла­зер­но­го из­лу­че­ния или пуч­ков вы­со­ко­энер­гич­ных час­тиц, «жи­вёт» лишь в те­че­ние вре­ме­ни раз­лё­та. Для эф­фек­тив­но­го удер­жа­ния П. её не­об­хо­ди­мо соз­дать и на­греть, за­тем обес­пе­чить её рав­но­ве­сие, ус­той­чи­вость и при­ем­ле­мый уро­вень про­цес­сов пе­ре­но­са.

Создание и нагрев плазмы

Соз­да­ние и на­грев плаз­мы до тер­мо­ядер­ных па­ра­мет­ров – слож­ная тех­нич. за­да­ча, то­гда как низ­ко­тем­пе­ра­тур­ная П. соз­да­ёт­ся и су­ще­ст­ву­ет в разл. га­зо­вых раз­ря­дах от­но­си­тель­но не­боль­шой мощ­но­сти (см. Ге­не­ра­то­ры плаз­мы). В тер­мо­ядер­ных сис­те­мах маг­нит­но­го удер­жа­ния П. соз­да­ёт­ся ли­бо пу­тём про­боя (ин­дук­ци­он­но­го или вы­со­ко­час­тот­но­го) не­по­сред­ст­вен­но в ра­бо­чей ка­ме­ре ус­та­нов­ки, ли­бо (ре­же) впры­ски­ва­ет­ся в ка­ме­ру из внеш­не­го ис­точ­ни­ка. По­сле­дую­щий на­грев плаз­мы обыч­но обес­пе­чи­ва­ет­ся джо­уле­вым те­п­ло­вы­де­ле­ни­ем при про­пус­ка­нии по П. то­ка, адиа­ба­тич. сжа­ти­ем (пинч-эф­фект), ин­жек­ци­ей пуч­ков вы­со­ко­энер­гич­ных час­тиц или элек­тро­маг­нит­ных волн. По­след­ние эф­фек­тив­но по­гло­ща­ют­ся П. лишь на час­то­тах, близ­ких к ре­зо­нанс­ным (элек­трон­ной и ион­ной цик­ло­трон­ных, их сред­не­гео­мет­ри­че­ской – ниж­не­гиб­рид­ной). Та­кие вол­ны ис­поль­зу­ют­ся для не­ин­дук­ци­он­но­го под­дер­жа­ния то­ка в то­ка­ма­ках, что по­тен­ци­аль­но спо­соб­но обес­пе­чить ста­цио­нар­ную ра­бо­ту то­ка­ма­ка-ре­ак­то­ра.

Равновесие плазмы

Ста­цио­нар­ное удер­жа­ние П. тре­бу­ет её рав­но­ве­сия – ло­каль­но­го ба­лан­са сил. По­сколь­ку на гра­ни­це плаз­мен­ной сис­те­мы кон­цен­тра­ция час­тиц и темп-ра П. обыч­но зна­чи­тель­но ни­же, чем в цен­тре, урав­но­ве­сить си­лу га­зо­ки­не­тич. дав­ле­ния П. мож­но толь­ко си­лой Ам­пе­ра: $∇p=[boldsymbol j×boldsymbol B]/c$, где $p$ – дав­ле­ние П., $boldsymbol j$ – плот­ность то­ка в П. Из это­го урав­не­ния рав­но­ве­сия сле­ду­ет, что и си­ло­вые ли­нии маг­нит­но­го по­ля, и ли­нии то­ка ле­жат на по­верх­но­стях рав­но­го дав­ле­ния – изо­ба­рах. Су­ще­ст­вен­но, что рав­но­ве­сие П. воз­мож­но не в ка­ж­дой маг­нит­ной кон­фи­гу­ра­ции. Так, осе­сим­мет­рич­ная рав­но­вес­ная кон­фи­гу­ра­ция долж­на удов­ле­тво­рять не­ли­ней­но­му урав­не­нию эл­лип­тич. ти­па, на­зы­вае­мо­му урав­не­ни­ем Шаф­ра­но­ва – Грэ­да, ана­лог ко­то­ро­го для про­из­воль­ных трёх­мер­ных сис­тем не­из­вес­тен.

Устойчивость плазмы

Для дли­тель­но­го удер­жа­ния П. не­дос­та­точ­но обес­пе­чить ста­цио­нар­ный ба­ланс сил. Не­об­хо­ди­мо, что­бы П. бы­ла ус­той­чи­ва, т. е. что­бы ма­лые от­кло­не­ния от по­ло­же­ния рав­но­ве­сия (флук­туа­ции) не на­рас­та­ли со вре­ме­нем. Ог­ра­ни­чен­ные по ам­пли­ту­де ко­ле­ба­ния но­сят ха­рак­тер волн в плаз­ме, а на­рас­таю­щие во вре­ме­ни пе­рио­дич. или апе­рио­дич. воз­му­ще­ния на­зы­ва­ют­ся не­ус­той­чи­во­стя­ми плаз­мы.

Осо­бен­ность волн в П. за­клю­ча­ет­ся в со­гла­со­ван­ной взаи­мо­свя­зи ко­ле­ба­ний элек­тро­маг­нит­но­го по­ля и ан­самб­ля час­тиц П., из­ме­не­ний во вре­ме­ни и в про­ст­ран­ст­ве её мак­ро­ско­пич. ха­рак­те­ри­стик. Та­кие ко­ле­ба­ния мож­но опи­сать, рас­счи­тав ди­элек­трич. про­ни­цае­мость плаз­мы $ε$ . Спектр собств. ко­ле­ба­ний П. на­хо­дит­ся из ус­ло­вия $ε=0$. К чис­лу спе­ци­фич. ко­ле­ба­ний П. от­но­сят­ся ко­ле­ба­ния объ­ём­ной плот­но­сти за­ря­да – лен­гмю­ров­ские вол­ны, в ко­то­рых век­тор элек­трич. по­ля кол­ли­неа­рен вол­но­во­му век­то­ру. В за­маг­ни­чен­ной П. ди­элек­трич. про­ни­цае­мость яв­ля­ет­ся тен­зо­ром. Для ана­ли­за волн в за­маг­ни­чен­ной П. при­ме­ня­ет­ся и МГД-под­ход, по­зво­ляю­щий опи­сать не толь­ко аль­ве­нов­ские вол­ны, ион­но-зву­ко­вые ко­ле­ба­ния и маг­ни­то­зву­ко­вые вол­ны в од­но­род­ной П., но и их раз­но­вид­но­сти в не­од­но­род­ной П., вклю­чая гео­де­зич. аку­стич. мо­ды, зо­наль­ные те­че­ния и др. Собств. мо­ды ко­ле­ба­ний и те­п­ло­вое дви­же­ние час­тиц П. при­во­дят к дис­пер­сии волн в П., осо­бен­но важ­ной для не­ли­ней­ных волн. Кон­ку­рен­ция дис­пер­сии и не­ли­ней­но­сти де­ла­ет воз­мож­ным су­ще­ст­во­ва­ние уе­ди­нён­ных волн – со­ли­то­нов.

Ис­точ­ни­ком не­ус­той­чи­во­стей П. слу­жит её не­рав­но­вес­ность. В за­ви­си­мо­сти от ви­дов не­рав­но­вес­но­сти раз­ли­ча­ют маг­ни­то­гид­ро­ди­на­ми­че­ские и ки­не­тич. не­ус­той­чи­во­сти. Наи­бо­лее опас­ны маг­ни­то­гид­ро­ди­на­ми­че­ские не­ус­той­чи­во­сти, вы­зы­вае­мые не­од­но­род­но­стью про­стран­ст­вен­но­го рас­пре­де­ле­ния па­ра­мет­ров П. Они при­во­дят к пе­ре­ме­ши­ва­нию сло­ёв П., вплоть до пол­ной де­гра­да­ции удер­жа­ния. Ки­не­тич. не­ус­той­чи­во­сти свя­за­ны с не­рав­но­вес­но­стью функ­ций рас­пре­де­ле­ния час­тиц П. в про­стран­ст­ве ско­ро­стей (от­кло­не­ни­ем от мак­свел­лов­ско­го рас­пре­де­ле­ния). На­рас­та­ние ам­пли­ту­ды ко­ле­ба­ний при не­ус­той­чи­во­сти мо­жет ог­ра­ни­чи­вать­ся не­ли­ней­ны­ми про­цес­са­ми, а ре­зуль­та­том раз­ви­тия не­ус­той­чи­во­стей, как пра­ви­ло, яв­ля­ет­ся тур­бу­лент­ность плаз­мы. Вос­пре­пят­ст­во­вать раз­ви­тию отд. не­ус­той­чи­во­стей мож­но, пра­виль­но фор­ми­руя со­стоя­ния рав­но­ве­сия, а так­же воз­дей­ст­вуя на П. по­сред­ст­вом об­рат­ных свя­зей. Ес­ли рав­но­ве­сие и мак­ро­ско­пич. ус­той­чи­вость П. обес­пе­че­ны, па­ра­мет­ры удер­жи­вае­мой П. оп­ре­де­ля­ют­ся про­цес­са­ми пе­ре­но­са.

Процессы переноса в плазме

Клас­сич. про­цес­сы пе­ре­но­са час­тиц и энер­гии в за­маг­ни­чен­ной П. ана­ло­гич­ны диф­фу­зии и те­п­ло­про­вод­но­сти обыч­ных га­зов с той раз­ни­цей, что в на­прав­ле­нии по­пе­рёк маг­нит­но­го по­ля час­ти­цы при столк­но­ве­ни­ях сме­ща­ют­ся лишь на ве­ли­чи­ну по­ряд­ка лар­мо­ров­ско­го ра­диу­са $ρ_L$. В замк­ну­тых маг­нит­ных сис­те­мах су­щест­ву­ют час­ти­цы, за­пер­тые ме­ж­ду ло­каль­ны­ми мак­си­му­ма­ми маг­нит­но­го по­ля, тра­ек­то­рии ко­то­рых от­кло­ня­ют­ся от маг­нит­ных по­верх­но­стей на ве­ли­чи­ну, су­ще­ст­вен­но пре­вы­шаю­щую $ρ_L$ и со­от­вет­ст­вую­щую лар­мо­ров­ско­му ра­диу­су, рас­счи­ты­вае­мо­му по по­лои­даль­но­му маг­нит­но­му по­лю (т. н. ба­на­но­вые ор­би­ты). Учи­ты­ваю­щая этот факт тео­рия пе­ре­но­сов по­лу­чи­ла назв. «не­оклас­си­че­ской». Пе­ре­но­сы в тур­бу­лент­ной П. мо­гут вы­зы­вать­ся рас­сея­ни­ем час­тиц П. на флук­туа­ци­ях элек­трич. и маг­нит­но­го по­лей. Эф­фек­тив­ные ко­эф. та­ко­го «ано­маль­но­го» пе­ре­но­са, как пра­ви­ло, на по­ряд­ки вы­ше не­оклас­си­че­ских. В тур­бу­лент­ном пе­ре­но­се час­то за­мет­ную роль иг­ра­ют кон­век­тив­ные по­то­ки, что пре­до­пре­де­ля­ет его обыч­но не­диф­фу­зи­он­ный ха­рак­тер.

Диагностика плазмы

Для из­ме­ре­ния зна­че­ний па­ра­мет­ров П. в экс­пе­ри­мен­тах при­ме­ня­ют­ся разл. ди­аг­но­стич. сред­ст­ва, по­зво­ляю­щие пря­мо или кос­вен­но оп­ре­де­лить кон­цен­тра­ции час­тиц ком­по­нент П., тем­пе­ра­ту­ру, ско­ро­сти, на­пря­жён­но­сти по­лей и их из­ме­не­ния во вре­ме­ни и в про­стран­ст­ве. Ис­то­ри­че­ски пер­вы­ми ме­то­да­ми ди­аг­но­сти­ки плаз­мы бы­ли зон­до­вые ме­то­ды с ис­поль­зо­ва­ни­ем зон­дов Лен­гмю­ра разл. мо­ди­фи­ка­ций. Вне­се­ние да­же ми­ниа­тюр­но­го зон­да в П. ис­ка­жа­ет её ха­рак­те­ри­сти­ки, по­это­му совр. ди­аг­но­стич. сред­ст­ва, как пра­ви­ло, бес­кон­такт­ные. Маг­нит­ные дат­чи­ки рас­по­ла­га­ют­ся обыч­но вне П. (поясá Ро­гов­ско­го, зон­ды Мир­но­ва, диа­маг­нит­ные пет­ли, дат­чи­ки гра­ди­ен­та маг­нит­но­го по­то­ка и др.). Весь­ма по­пу­ляр­ны оп­тич. ди­аг­но­сти­ки (вклю­чая рент­ге­нов­скую), ис­поль­зую­щие как соб­ст­вен­ное из­лу­че­ние плаз­мы (пас­сив­ная ди­аг­но­сти­ка), так и про­све­чи­ваю­щие ме­то­ды: ла­зер­ную и СВЧ-ин­тер­фе­ро­мет­рию и ди­фрак­то­мет­рию, ме­то­ды, ос­но­ван­ные на рас­сея­нии све­та (том­со­нов­ском и кол­лек­тив­ном), ме­тод фа­зо­во­го кон­тра­ста и др. Кор­пус­ку­ляр­ная ди­аг­но­сти­ка бы­ва­ет пас­сив­ной (ос­но­ван­ной на ана­ли­зе вы­хо­дя­щих из П. по­то­ков час­тиц) и ак­тив­ной, ис­поль­зую­щей спец. ди­аг­но­стич. пу­чок. Ре­ги­ст­ри­руя ос­лаб­ле­ние и рас­сея­ние пуч­ка, воз­бу­ж­де­ние, ио­ни­за­цию и гео­мет­рию по­сле­дую­щих тра­ек­то­рий его час­тиц и ато­мов пе­ре­за­ряд­ки, мож­но ло­каль­но оп­ре­де­лять кон­цен­тра­цию, темп-ру ио­нов и рас­пре­де­ле­ние элек­трич. по­тен­циа­ла. При­ме­ня­ют­ся и др. ви­ды ак­тив­ных ди­аг­но­стик, в ко­то­рых из­ме­ря­ет­ся от­клик П. на вно­си­мое спе­ци­фич. воз­му­ще­ние. Раз­ви­ва­ет­ся т. н. МГД-спек­тро­ско­пия, ос­но­ван­ная на ре­ги­ст­ра­ции МГД-ко­ле­ба­ний. Осн. про­бле­мы ди­а­г­но­сти­ки П. со­сто­ят имен­но в труд­но­стях на­хо­ж­де­ния ло­каль­ных зна­че­ний па­ра­мет­ров П. и во мно­же­ст­вен­но­сти фак­то­ров, от ко­то­рых за­ви­сят ре­зуль­та­ты из­ме­ре­ний.

Методы моделирования плазмы

Слож­ность по­ве­де­ния П. де­ла­ет ак­ту­аль­ным её ком­пь­ю­тер­ное мо­де­ли­ро­ва­ние. Осн. про­бле­ма за­клю­ча­ет­ся в су­ще­ст­вен­ных раз­ли­чи­ях (на 5–7 по­ряд­ков ве­ли­чи­ны) ха­рак­тер­ных про­стран­ст­вен­ных и вре­мен­ны́х мас­шта­бов про­цес­сов, фор­ми­рую­щих ди­на­ми­ку П., да­же в МГД-при­бли­же­нии и ещё бо́ль­ших в ки­не­ти­ке. По­это­му ком­пь­ю­тер­ные рас­чё­ты ис­поль­зу­ют­ся пре­им. для мо­де­ли­ро­ва­ния отд. про­цес­сов в П. на ос­но­ве уп­ро­щён­ных (ре­ду­ци­ро­ван­ных) урав­не­ний. Так, в пред­по­ло­же­нии сим­мет­рии сис­те­мы на­дёж­но ре­ша­ет­ся за­да­ча дву­мер­но­го рав­но­ве­сия П. и его мед­лен­ной эво­лю­ции; су­ще­ст­ву­ют ко­ды рас­чё­та трёх­мер­но­го рав­но­ве­сия П. в стел­ла­ра­то­рах с маг­нит­ны­ми по­верх­но­стя­ми, то­гда как про­бле­ма рас­чё­та об­ще­го трёх­мер­но­го рав­но­ве­сия П. в маг­нит­ном по­ле по­ка не ре­ше­на. Из­вест­ны дву­мер­ные МГД-ко­ды, опи­сы­ваю­щие ди­на­ми­ку П. и раз­ви­тие не­ко­то­рых не­ус­той­чи­во­стей, то­гда как трёх­мер­ные ди­на­мич. МГД-ко­ды до сих пор име­ют весь­ма ог­ра­ни­чен­ную при­ме­ни­мость. Наи­боль­шее рас­про­стра­не­ние для мо­де­ли­ро­ва­ния тур­бу­лент­ной ди­на­ми­ки за­маг­ни­чен­ной П. по­лу­чи­ли ги­ро­ки­не­тич. ко­ды, не учи­ты­ваю­щие бы­строе цик­ло­трон­ное вра­ще­ние час­тиц; од­на­ко по­ка с их по­мо­щью рас­счи­ты­ва­ет­ся весь­ма ко­рот­кое вре­мя эво­лю­ции П. Пря­мое при­ме­не­ние ме­то­дов мо­ле­ку­ляр­ной ди­на­ми­ки к вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. за­труд­ни­тель­но для сколь­ко-ни­будь зна­чит. чис­ла за­ря­жен­ных час­тиц. Его ана­ло­гом слу­жит ме­тод час­тиц в ячей­ках, об­ра­зуе­мых рас­чёт­ной сет­кой. Час­ти­цы П. объ­е­ди­ня­ют­ся в мак­ро­час­ти­цы, дви­жу­щие­ся в ячей­ках, а зна­че­ния по­лей ме­ня­ют­ся лишь при пе­ре­хо­де от од­ной ячей­ки к дру­гой. Спе­циа­ли­зи­ров. ко­ды ис­поль­зу­ют­ся для рас­чё­та на­гре­ва П., из­лу­че­ния и по­гло­ще­ния волн, ге­не­ра­ции то­ка и пуч­ков час­тиц, рас­чё­та атом­ных и ра­диа­ци­он­ных про­цес­сов, про­ис­хо­дя­щих в П., взаи­мо­дей­ст­вия П. с ма­те­риа­ла­ми и пр.

Направления развития плазменных исследований

Спо­со­бы при­ме­не­ния П. в тех­ни­ке весь­ма мно­го­об­раз­ны, их чис­ло уве­ли­чи­ва­ет­ся год от го­да. В низ­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. воз­мож­но про­те­ка­ние ря­да важ­ных хи­мич. ре­ак­ций, за­пре­щён­ных в обыч­ных ус­ло­ви­ях, их изу­че­ни­ем за­ни­ма­ет­ся плаз­мо­хи­мия. Важ­ней­шим на­прав­ле­ни­ем ис­сле­до­ва­ний П. ос­та­ёт­ся УТС. Имен­но раз­вёр­ты­ва­ние ра­бот по УТС в нач. 1950-х гг. в СССР и США по­ло­жи­ло на­ча­ло ши­ро­ко­мас­штаб­ным ис­сле­до­ва­ни­ям по фи­зи­ке П. во всём ми­ре. Дос­ти­же­ния по­след­них лет в ис­сле­до­ва­ни­ях кос­мич. про­стран­ст­ва и на­блю­да­тель­ной ас­тро­но­мии при­ве­ли к вспле­ску ра­бот по плаз­мен­ной ас­т­ро­фи­зи­ке, пер­спек­ти­вы раз­ви­тия ко­то­рой так­же вы­гля­дят весь­ма оп­ти­ми­стич­но.

Источник: bigenc.ru

Основные параметры и свойства плазмы

Ко­ли­че­ст­вен­но П. ха­рак­те­ри­зу­ет­ся кон­цен­тра­ция­ми элек­тро­нов $n_e$ и ио­нов $n_i$, их ср. темп-ра­ми (энер­гия­ми) $T_e$ и $T_i$, сте­пе­нью ио­ни­за­ции (дóлей ио­ни­зо­ван­ных ато­мов) $α=n_i/(n_i+n_0)$, где $n_0$ – кон­цен­тра­ция ней­траль­ных ато­мов, ср. за­ря­дом ио­на $Z_{eff}$. Вы­со­кая под­виж­ность час­тиц П. (осо­бен­но элек­тро­нов) обес­пе­чи­ва­ет эк­ра­ни­ро­ва­ние вне­сён­но­го в П. за­ря­да на рас­стоя­ни­ях по­ряд­ка де­ба­евско­го ра­диу­са эк­ра­ни­ро­ва­ния $r_D$ за вре­ме­на по­ряд­ка об­рат­ной плаз­мен­ной элек­трон­ной (лен­гмю­ров­ской) час­то­ты , $ω_{ре}=sqrt{4πn_ee^2/m_e},$ где $e$ и $m_e$ – за­ряд и мас­са элек­тро­на; здесь и ни­же в фор­му­лах ис­поль­зу­ет­ся га­ус­со­ва сис­те­ма еди­ниц (СГС); темп-ру в фи­зи­ке П. при­ня­то из­ме­рять в энер­ге­тич. еди­ни­цах (1 кэВ≈107 К). Про­стран­ст­вен­ный и вре­мен­нoй мас­шта­бы обыч­но ма­лы, по­это­му кон­цен­тра­ции по­ло­жи­тель­ных и от­ри­ца­тель­ных за­ря­дов ока­зы­ва­ют­ся прак­ти­че­ски оди­на­ко­вы­ми $(|Z_{eff}n_i-n_e|/n_e≪1)$; в этом смыс­ле го­во­рят о ква­зи­нейт­раль­но­сти П. Это важ­ней­шее свой­ство П. час­то ис­поль­зу­ют для оп­ре­де­ле­ния П., сле­дуя И. Лен­гмю­ру, впер­вые при­ме­нив­ше­му в 1920-х гг. тер­мин «П.» для обо­зна­че­ния уда­лён­ной от элек­тро­дов ква­зи­нейт­раль­ной об­лас­ти га­зо­во­го раз­ря­да. Обыч­но вре­ме­на су­ще­ст­во­ва­ния и раз­ме­ры П. пре­вы­ша­ют со­от­вет­ст­вен­но и $r_D$, что обес­пе­чи­ва­ет её ква­зи­нейт­раль­ность. Ква­зи­нейт­раль­ность П. не про­ти­во­ре­чит на­ли­чию объ­ём­но­го элек­трич. по­ля в П., на­хо­дя­щей­ся в маг­нит­ном по­ле.

Классификация видов плазмы

Клас­си­фи­ка­ция ви­дов плаз­мы ус­ловна. Ес­ли в сфе­ре ра­диу­са $r_D$ на­хо­дит­ся мно­го за­ря­жен­ных час­тиц ($N≈4πnr_D^3/3≫1, n$ – кон­цент­ра­ция всех ча­стиц плаз­мы), П. на­зы­ва­ет­ся иде­аль­ной плаз­мой; при $N⩽1$ го­во­рят о не­иде­аль­ной плаз­ме (здесь $N$ – па­ра­метр иде­аль­но­сти). В иде­аль­ной П. по­тен­ци­аль­ная энер­гия взаи­мо­дей­ст­вия час­тиц ма­ла по срав­не­нию с их те­п­ло­вой энер­ги­ей.

Вы­со­ко­ио­ни­зо­ван­ную П. с темп-рой $⩾10^2–10^3$ эВ на­зы­ва­ют вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной, в от­ли­чие от низ­ко­тем­пе­ра­тур­ной плаз­мы с $T_e⩽10–100$ эВ, в ко­то­рой су­ще­ст­вен­ную роль мо­гут иг­рать столк­но­ви­тель­ные и ра­диа­ци­он­ные про­цес­сы. Осо­бой раз­но­вид­но­стью низ­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. яв­ля­ет­ся пы­ле­вая плаз­ма, со­дер­жа­щая мак­ро­ско­пи­че­ские (раз­ме­ром от до­лей до со­тен мик­ро­мет­ров) твёр­дые час­тич­ки, не­су­щие боль­шой элек­трич. за­ряд $(Z_{eff}≫1)$. Вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ную П. с вы­со­кой элек­тро­про­вод­но­стью $σ$ так­же на­зы­ва­ют иде­аль­ной, ес­ли мож­но пре­неб­речь дис­си­па­тив­ны­ми про­цес­са­ми.

При сверх­вы­со­ких плот­но­стях энер­гии, воз­ни­каю­щих в ре­зуль­та­те столк­но­ве­ний тя­жё­лых ульт­ра­ре­ля­ти­ви­ст­ских час­тиц, воз­мож­но об­ра­зо­ва­ние кварк-глю­он­ной плаз­мы – ад­рон­ной сре­ды, в ко­то­рой пе­ре­ме­ша­ны цвет­ные за­ря­ды квар­ков и глюо­нов, как в обыч­ной П. пе­ре­ме­ша­ны элек­трич. за­ря­ды. Час­ти­цы крио­ген­ной плаз­мы (с темп-рой в до­ли кель­ви­на) соз­да­ют­ся пу­тём пре­ци­зи­он­ной ио­ни­за­ции хо­лод­ных ато­мов ла­зер­ным пуч­ком, энер­гия кван­тов ко­то­ро­го прак­ти­че­ски рав­на энер­гии ио­ни­за­ции. Для опи­са­ния элек­тро­нов в ме­тал­лах, за­ряд ко­то­рых ском­пен­си­ро­ван за­ря­дом ио­нов кри­стал­лич. ре­шёт­ки, а так­же элек­тро­нов и ды­рок в по­лу­про­вод­ни­ках час­то ис­поль­зу­ют тер­мин плаз­ма твёр­дых тел. Совр. фи­зи­ка П. рас­смат­ри­ва­ет так­же ла­зер­ную плаз­му, воз­ни­каю­щую при оп­ти­че­ском про­бое под дей­ст­ви­ем мощ­но­го ла­зер­но­го из­лу­че­ния на ве­ще­ст­во; за­ря­жен­ную П., в ча­ст­но­сти элек­трон­ные и ион­ные пуч­ки, за­ря­жен­ные слои (двой­ной элек­три­че­ский слой) и др.

П. на­зы­ва­ют вы­ро­ж­ден­ной при низ­кой темп-ре $T$ и вы­со­кой кон­цен­тра­ции час­тиц $n$, ко­гда ха­рак­тер­ное рас­стоя­ние $(∝n^{–1/3})$ ме­ж­ду ни­ми ста­но­вит­ся по­ряд­ка дли­ны вол­ны де Брой­ля $(λ≈h/(2mT)^{1/2}$, где $h$ – по­сто­ян­ная План­ка). Ис­кус­ст­вен­но соз­дан­ная П. обыч­но тер­мо­ди­на­ми­че­ски не­рав­но­вес­на. Ло­каль­ное рав­но­ве­сие на­сту­па­ет, толь­ко ес­ли час­ти­цы П. стал­ки­ва­ют­ся ме­ж­ду со­бой. Бы­ст­рее все­го ус­та­нав­ли­ва­ет­ся рав­но­ве­сие внут­ри элек­трон­ной ком­по­нен­ты П., а в ион­ной ком­по­нен­те и ме­ж­ду ио­на­ми и элек­тро­на­ми – со­от­вет­ст­вен­но в $sqrt{∼m_i/m_e}$ и $∼m_i/m_e$ раз мед­лен­нее. В от­ли­чие от га­за, час­то­та столк­но­ве­ний час­тиц П. умень­ша­ет­ся с уве­ли­че­ни­ем энер­гии час­тиц ($∝T^{–3/2}$). По чис­лу ви­дов ио­нов раз­ли­ча­ют од­но- и мно­го­ком­по­нент­ную плаз­му.

Плазма в природе и технике

Счи­та­ет­ся, что бо­лее 99% ба­ри­он­но­го ве­ще­ст­ва во Все­лен­ной пре­бы­ва­ет в со­стоя­нии П. в ви­де звёзд, меж­звёзд­но­го и меж­га­лак­тич. га­за (см. Кос­ми­че­ская плаз­ма). П. маг­ни­то­сфе­ры за­щи­ща­ет Зем­лю от раз­ру­ши­тель­но­го по­то­ка П., ис­пус­кае­мой Солн­цем, – сол­неч­но­го вет­ра. При­сут­ст­вие ио­но­сфер­ной П., от­ра­жаю­щей ра­дио­вол­ны, де­ла­ет воз­мож­ной даль­нюю ра­дио­связь. П. в при­ро­де мож­но на­блю­дать в ви­де ат­мо­сфер­ных раз­ря­дов (мол­ний и ко­рон­ных раз­ря­дов) и по­ляр­ных сия­ний, а так­же в обыч­ном пла­ме­ни. В тех­ни­ке наи­боль­шее рас­про­стра­не­ние по­лу­чи­ла П. га­зо­вых раз­ря­дов, ис­поль­зуе­мых в ла­бо­ра­тор­ных и тех­но­ло­гич. це­лях, в га­зо­раз­ряд­ных ис­точ­ни­ках све­та (напр., лю­ми­нес­цент­ных лам­пах), в ком­му­ти­рую­щих уст­рой­ст­вах, при свар­ке и рез­ке ма­те­риа­лов, в плаз­мен­ных па­не­лях те­ле­ви­зи­он­ных и муль­ти­ме­дий­ных эк­ра­нов. По­то­ки П. при­ме­ня­ют­ся в плаз­мо­тро­нах для об­ра­бот­ки ма­те­риа­лов, в хи­рур­гии, в плаз­мен­ных кос­мич. дви­га­те­лях и маг­ни­то­гид­ро­ди­на­ми­че­ских ге­не­ра­то­рах. В вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. воз­мож­но про­те­ка­ние тер­мо­ядер­ных ре­ак­ций. Для реа­ли­за­ции управ­ляе­мо­го тер­мо­ядер­но­го син­те­за (УТС) в дей­те­рий-три­тие­вой П. не­об­хо­ди­мо вы­пол­не­ние Ло­усо­на кри­те­рия – удер­жа­ние П. с $T⩾10$ кэВ и $n⩾10^{14}$ см–3 в те­че­ние вре­ме­ни $⩾1$ с (в П. др. со­ста­ва эти зна­чения ещё вы­ше). Ти­пич­ные зна­че­ния па­ра­мет­ров разл. ви­дов плаз­мы при­ве­де­ны на ри­сун­ке.

Методы описания плазмы

Ес­те­ст­вен­ный спо­соб опи­сать П., про­ве­дя рас­чёт дви­же­ния всех её час­тиц, не реа­ли­зу­ем на прак­ти­ке да­же с по­мо­щью мощ­ной вы­чис­лит. тех­ни­ки в си­лу кол­лек­тив­но­го ха­рак­те­ра взаи­мо­дей­ст­вия час­тиц. Од­на­ко мн. важ­ные свой­ст­ва П. мож­но по­нять на ос­но­ве ана­ли­за дви­же­ния отд. час­тиц. В маг­нит­ном по­ле с ин­дук­ци­ей $boldsymbol B$ дви­же­ние за­ря­жен­ных час­тиц П. вдоль и по­пе­рёк на­прав­ле­ния маг­нит­но­го по­ля су­ще­ст­вен­но раз­лич­но. В про­доль­ном на­прав­ле­нии час­ти­ца с за­ря­дом $q$ дви­жет­ся по­сту­па­тель­но, а в по­пе­реч­ном – вра­ща­ет­ся с цик­ло­трон­ной час­то­той $ω_B=qB/mc$ ($c$ – ско­рость све­та). Ес­ли лар­мо­ров­ский ра­ди­ус $ρ_L=v_⟂/ω_B$ та­ко­го вра­ще­ния мень­ше дли­ны сво­бод­но­го про­бе­га час­ти­цы и ха­рак­тер­но­го раз­ме­ра П., а элек­тро­маг­нит­ное по­ле ме­ня­ет­ся мед­лен­но по срав­не­нию с пе­рио­дом цик­ло­трон­но­го вра­ще­ния, П. счи­та­ет­ся за­маг­ни­чен­ной плаз­мой ($v_⟂$ – ско­рость дви­же­ния час­ти­цы по­пе­рёк маг­нит­но­го по­ля). Час­ти­цы та­кой П. дви­жут­ся с со­хра­не­ни­ем адиа­ба­тич. ин­ва­ри­ан­та – маг­нит­но­го мо­мен­та $μ approx mv_⟂^2/2B$, а под дей­ст­ви­ем к.-л. си­лы $boldsymbol F$ опи­сы­вае­мые ими лар­мо­ров­ские спи­ра­ли мед­лен­но дрей­фу­ют по­пе­рёк маг­нит­но­го по­ля со ско­ро­стью $boldsymbol v_F=c[boldsymbol F×boldsymbol B]/qB^2$. В за­ви­си­мо­сти от при­ро­ды си­лы $boldsymbol F$ раз­ли­ча­ют гра­ви­та­ци­он­ный, элек­три­че­ский, гра­ди­ент­ный, цен­тро­беж­ный и по­ля­ри­за­ци­он­ный дрей­фы (см. Дрейф за­ря­жен­ных час­тиц). На­прав­ле­ние цик­ло­трон­но­го вра­ще­ния час­тиц оп­ре­де­ля­ет­ся Лен­ца пра­ви­лом: маг­нит­ное по­ле то­ка цик­ло­трон­но­го вра­ще­ния час­тиц про­ти­во­по­лож­но внеш­не­му по­лю и, сле­до­ва­тель­но, ос­лаб­ля­ет его. В этом про­яв­ля­ет­ся диа­маг­не­тизм П., при­во­дя­щий к вы­тал­ки­ва­нию П. из об­лас­ти бо­лее силь­но­го маг­нит­но­го по­ля.

То­ж­де­ст­вен­ность час­тиц ка­ж­дой ком­по­нен­ты П. по­зво­ля­ет ис­поль­зо­вать ки­не­тич. опи­са­ние с по­мо­щью од­но­час­тич­ной функ­ции рас­пре­де­ле­ния $f(t, boldsymbol r, boldsymbol v)$, оп­ре­де­ляе­мой как кон­цен­тра­ция час­тиц дан­ной ком­по­нен­ты в фа­зо­вом про­стран­ст­ве (см. Ки­не­ти­че­ские урав­не­ния для плаз­мы). Как и обыч­ная кон­цен­тра­ция, функ­ция рас­пре­де­ле­ния удов­ле­тво­ря­ет урав­не­нию не­пре­рыв­но­сти, но толь­ко в фа­зо­вом про­стран­ст­ве: $?f/?t+rm{div}_r(fboldsymbol v)+rm{div}_v(fboldsymbol a)=St[f]$. Здесь $boldsymbol a=boldsymbol F/m$ – ус­ко­ре­ние, $t$ – вре­мя, $fboldsymbol v$ и $fboldsymbol a$ – плот­но­сти по­то­ка час­тиц в ко­ор­ди­нат­ном про­стран­ст­ве и про­стран­ст­ве ско­ро­стей со­от­вет­ст­вен­но. Не­пре­рыв­ность по­то­ка в фа­зо­вом про­стран­ст­ве на­ру­ша­ет­ся при столк­но­ве­ни­ях час­тиц, что опи­сы­ва­ет­ся ин­те­граль­ным столк­но­ви­тель­ным чле­ном $St[f]$ в пра­вой час­ти ки­не­тич. урав­не­ния. В вы­со­ко­ио­ни­зо­ван­ной П. до­ми­ни­ру­ют даль­ние столк­но­ве­ния, при ко­то­рых на­прав­ле­ние и ско­рость дви­же­ния час­тиц ме­ня­ют­ся плав­но. Это по­зво­ля­ет за­пи­сать столк­но­ви­тель­ный член в ви­де ди­вер­ген­ции не­кое­го по­то­ка $boldsymbol Gamma$ в про­стран­ст­ве ско­ро­стей: $St[f]=–rm{div}_v(boldsymbol Gamma)=rm{div}_v(boldsymbol D∇_vf-boldsymbol gf)$, где $boldsymbol D$ – ко­эф. диф­фу­зии (в об­щем слу­чае тен­зор­ный), $boldsymbol g$ – ко­эф. ди­на­мич. тре­ния в про­стран­ст­ве ско­ро­стей. По­сколь­ку час­то­та столк­но­ве­ний убы­ва­ет с рос­том темп-ры П., вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ная П. аде­к­ват­но опи­сы­ва­ет­ся бес­столк­но­ви­тель­ным $(St[f]3rightarrow 0)$ ки­не­тич. урав­не­ни­ем, в ко­то­ром элек­трич. и маг­нит­ное по­ля, оп­ре­де­ляю­щие дей­ст­вую­щие на час­ти­цы си­лы, рас­счи­ты­ва­ют­ся по плот­но­сти за­ря­дов и то­ков в са­мой П. Та­кие по­ля на­зы­ва­ют­ся са­мо­со­гла­со­ван­ны­ми, а бес­столк­но­ви­тель­ное ки­не­тич. урав­не­ние с са­мо­со­гла­со­ван­ны­ми по­ля­ми – урав­не­ни­ем Вла­со­ва. Важ­ным свой­ст­вом П., вы­те­каю­щим из ре­ше­ния урав­не­ния Вла­со­ва, яв­ля­ет­ся фе­но­мен бес­столк­но­ви­тель­ной рас­кач­ки или за­ту­ха­ния плаз­мен­ных волн (Лан­дау за­ту­ха­ние), фи­зич. при­ро­да ко­то­ро­го ана­ло­гич­на эф­фек­ту Че­рен­ко­ва (см. Ва­ви­ло­ва – Че­рен­ко­ва из­лу­че­ние). Урав­не­ние Вла­со­ва опи­сы­ва­ет кол­лек­тив­ные про­цес­сы в П., но не учи­ты­ва­ет флук­туа­ции, свя­зан­ные с дви­же­ни­ем отд. час­тиц.

Сле­дую­щим по ие­рар­хии спо­со­бом опи­са­ния П. яв­ля­ет­ся гид­ро­ди­на­мич. под­ход, опе­ри­рую­щий мо­мен­та­ми функ­ции рас­пре­де­ле­ния (кон­цен­тра­ци­ей, ср. ско­ро­стью, дав­ле­ни­ем, по­то­ка­ми те­п­ла и др.), ус­ред­няе­мой с разл. ве­са­ми по про­стран­ст­ву ско­ро­стей. По­лу­чае­мые та­ким об­ра­зом урав­не­ния мно­го­жид­ко­ст­ной маг­нит­ной гид­ро­ди­на­ми­ки (МГД) при­год­ны для мак­ро­ско­пич. опи­са­ния по­ве­де­ния ком­по­нент П. в маг­нит­ном по­ле. Од­но­жид­ко­ст­ная маг­нит­ная гид­ро­ди­на­ми­ка не раз­ли­ча­ет ком­по­нен­ты П., рас­смат­ри­вая её как еди­ную про­во­дя­щую жид­кость. П. с вы­со­кой элек­тро­про­вод­но­стью $(σrightarrowinfty)$ опи­сы­ва­ет­ся урав­не­ния­ми иде­аль­ной маг­нит­ной гид­ро­ди­на­ми­ки, для ко­то­рой ха­рак­тер­на вмо­ро­жен­ность маг­нит­но­го по­ля в П. При ко­неч­ной про­во­ди­мо­сти маг­нит­ное по­ле про­са­чи­ва­ет­ся сквозь П. с ко­эф. маг­нит­ной диф­фу­зии $c^2/4πσ$ (скин-эф­фект). МГД-опи­са­ние П. ши­ро­ко ис­поль­зу­ет­ся в за­да­чах кос­мич. плаз­мы, УТС и др.

Удержание плазмы

П. со­хра­ня­ет свои свой­ст­ва лишь в от­сут­ст­вие кон­так­тов с бо­лее хо­лод­ны­ми и плот­ны­ми сре­да­ми. Осо­бо ак­ту­аль­на за­да­ча удер­жа­ния вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. в УТС. В от­ли­чие от звёзд­ных объ­ек­тов, в ко­то­рых П. удер­жи­ва­ет­ся си­лой гра­ви­та­ции, в ла­бо­ра­тор­ных тер­мо­ядер­ных ус­та­нов­ках при­ме­ня­ют маг­нит­ное и инер­ци­аль­ное (инер­ци­он­ное) удер­жа­ние П. В сис­те­мах маг­нит­но­го удер­жа­ния маг­нит­ное по­ле игра­ет двоя­кую роль: си­ло­вую (соб­ст­вен­но для удер­жа­ния) и обес­пе­чи­ваю­щую маг­нит­ную тер­мо­изо­ля­цию П. от сте­нок ка­ме­ры. Ис­поль­зу­ют­ся маг­нит­ные ло­вуш­ки разл. ти­пов: от­кры­тые ло­вуш­ки, в ко­то­рых си­ло­вые ли­нии маг­нит­но­го по­ля вы­хо­дят из об­лас­ти удер­жа­ния, и замк­ну­тые (то­рои­даль­ные) ло­вуш­ки – то­ка­ма­ки, стел­ла­ра­то­ры, пин­чи с об­ра­щён­ным по­лем и др. В от­кры­той ло­вуш­ке удер­жа­ние час­тиц П. вдоль си­ло­вой ли­нии обес­пе­чи­ва­ет­ся на­рас­та­ни­ем маг­нит­но­го по­ля от цен­тра к кон­цам ло­вуш­ки; при­ме­ром та­кой ло­вуш­ки слу­жит маг­нит­ное по­ле Зем­ли, удер­жи­ваю­щее час­ти­цы в ра­диа­ци­он­ных поя­сах Зем­ли. Маг­нит­ная кон­фи­гу­ра­ция то­ка­ма­ка соз­да­ёт­ся су­пер­по­зи­ци­ей то­рои­даль­но­го по­ля маг­нит­ных ка­ту­шек (со­ле­нои­дов) и по­лои­даль­но­го по­ля те­ку­ще­го по П. то­ка, что обес­пе­чи­ва­ет на­вив­ку си­ло­вых ли­ний по­ля на маг­нит­ные по­верх­но­сти, вло­жен­ные друг в дру­га. В стел­ла­ра­то­ре та­кая на­вив­ка («вра­ща­тель­ное пре­об­ра­зо­ва­ние») обес­пе­чи­ва­ет­ся ис­клю­чи­тель­но внеш­ни­ми ка­туш­ка­ми спец. фор­мы. Инер­ци­аль­ное удер­жа­ние реа­ли­зу­ет­ся в им­пульс­ных раз­ря­дах, в ко­то­рых П., соз­да­вае­мая в мик­ро­взры­вах под воз­дей­ст­ви­ем ла­зер­но­го из­лу­че­ния или пуч­ков вы­со­ко­энер­гич­ных час­тиц, «жи­вёт» лишь в те­че­ние вре­ме­ни раз­лё­та. Для эф­фек­тив­но­го удер­жа­ния П. её не­об­хо­ди­мо соз­дать и на­греть, за­тем обес­пе­чить её рав­но­ве­сие, ус­той­чи­вость и при­ем­ле­мый уро­вень про­цес­сов пе­ре­но­са.

Создание и нагрев плазмы

Соз­да­ние и на­грев плаз­мы до тер­мо­ядер­ных па­ра­мет­ров – слож­ная тех­нич. за­да­ча, то­гда как низ­ко­тем­пе­ра­тур­ная П. соз­да­ёт­ся и су­ще­ст­ву­ет в разл. га­зо­вых раз­ря­дах от­но­си­тель­но не­боль­шой мощ­но­сти (см. Ге­не­ра­то­ры плаз­мы). В тер­мо­ядер­ных сис­те­мах маг­нит­но­го удер­жа­ния П. соз­да­ёт­ся ли­бо пу­тём про­боя (ин­дук­ци­он­но­го или вы­со­ко­час­тот­но­го) не­по­сред­ст­вен­но в ра­бо­чей ка­ме­ре ус­та­нов­ки, ли­бо (ре­же) впры­ски­ва­ет­ся в ка­ме­ру из внеш­не­го ис­точ­ни­ка. По­сле­дую­щий на­грев плаз­мы обыч­но обес­пе­чи­ва­ет­ся джо­уле­вым те­п­ло­вы­де­ле­ни­ем при про­пус­ка­нии по П. то­ка, адиа­ба­тич. сжа­ти­ем (пинч-эф­фект), ин­жек­ци­ей пуч­ков вы­со­ко­энер­гич­ных час­тиц или элек­тро­маг­нит­ных волн. По­след­ние эф­фек­тив­но по­гло­ща­ют­ся П. лишь на час­то­тах, близ­ких к ре­зо­нанс­ным (элек­трон­ной и ион­ной цик­ло­трон­ных, их сред­не­гео­мет­ри­че­ской – ниж­не­гиб­рид­ной). Та­кие вол­ны ис­поль­зу­ют­ся для не­ин­дук­ци­он­но­го под­дер­жа­ния то­ка в то­ка­ма­ках, что по­тен­ци­аль­но спо­соб­но обес­пе­чить ста­цио­нар­ную ра­бо­ту то­ка­ма­ка-ре­ак­то­ра.

Равновесие плазмы

Ста­цио­нар­ное удер­жа­ние П. тре­бу­ет её рав­но­ве­сия – ло­каль­но­го ба­лан­са сил. По­сколь­ку на гра­ни­це плаз­мен­ной сис­те­мы кон­цен­тра­ция час­тиц и темп-ра П. обыч­но зна­чи­тель­но ни­же, чем в цен­тре, урав­но­ве­сить си­лу га­зо­ки­не­тич. дав­ле­ния П. мож­но толь­ко си­лой Ам­пе­ра: $∇p=[boldsymbol j×boldsymbol B]/c$, где $p$ – дав­ле­ние П., $boldsymbol j$ – плот­ность то­ка в П. Из это­го урав­не­ния рав­но­ве­сия сле­ду­ет, что и си­ло­вые ли­нии маг­нит­но­го по­ля, и ли­нии то­ка ле­жат на по­верх­но­стях рав­но­го дав­ле­ния – изо­ба­рах. Су­ще­ст­вен­но, что рав­но­ве­сие П. воз­мож­но не в ка­ж­дой маг­нит­ной кон­фи­гу­ра­ции. Так, осе­сим­мет­рич­ная рав­но­вес­ная кон­фи­гу­ра­ция долж­на удов­ле­тво­рять не­ли­ней­но­му урав­не­нию эл­лип­тич. ти­па, на­зы­вае­мо­му урав­не­ни­ем Шаф­ра­но­ва – Грэ­да, ана­лог ко­то­ро­го для про­из­воль­ных трёх­мер­ных сис­тем не­из­вес­тен.

Устойчивость плазмы

Для дли­тель­но­го удер­жа­ния П. не­дос­та­точ­но обес­пе­чить ста­цио­нар­ный ба­ланс сил. Не­об­хо­ди­мо, что­бы П. бы­ла ус­той­чи­ва, т. е. что­бы ма­лые от­кло­не­ния от по­ло­же­ния рав­но­ве­сия (флук­туа­ции) не на­рас­та­ли со вре­ме­нем. Ог­ра­ни­чен­ные по ам­пли­ту­де ко­ле­ба­ния но­сят ха­рак­тер волн в плаз­ме, а на­рас­таю­щие во вре­ме­ни пе­рио­дич. или апе­рио­дич. воз­му­ще­ния на­зы­ва­ют­ся не­ус­той­чи­во­стя­ми плаз­мы.

Осо­бен­ность волн в П. за­клю­ча­ет­ся в со­гла­со­ван­ной взаи­мо­свя­зи ко­ле­ба­ний элек­тро­маг­нит­но­го по­ля и ан­самб­ля час­тиц П., из­ме­не­ний во вре­ме­ни и в про­ст­ран­ст­ве её мак­ро­ско­пич. ха­рак­те­ри­стик. Та­кие ко­ле­ба­ния мож­но опи­сать, рас­счи­тав ди­элек­трич. про­ни­цае­мость плаз­мы $ε$ . Спектр собств. ко­ле­ба­ний П. на­хо­дит­ся из ус­ло­вия $ε=0$. К чис­лу спе­ци­фич. ко­ле­ба­ний П. от­но­сят­ся ко­ле­ба­ния объ­ём­ной плот­но­сти за­ря­да – лен­гмю­ров­ские вол­ны, в ко­то­рых век­тор элек­трич. по­ля кол­ли­неа­рен вол­но­во­му век­то­ру. В за­маг­ни­чен­ной П. ди­элек­трич. про­ни­цае­мость яв­ля­ет­ся тен­зо­ром. Для ана­ли­за волн в за­маг­ни­чен­ной П. при­ме­ня­ет­ся и МГД-под­ход, по­зво­ляю­щий опи­сать не толь­ко аль­ве­нов­ские вол­ны, ион­но-зву­ко­вые ко­ле­ба­ния и маг­ни­то­зву­ко­вые вол­ны в од­но­род­ной П., но и их раз­но­вид­но­сти в не­од­но­род­ной П., вклю­чая гео­де­зич. аку­стич. мо­ды, зо­наль­ные те­че­ния и др. Собств. мо­ды ко­ле­ба­ний и те­п­ло­вое дви­же­ние час­тиц П. при­во­дят к дис­пер­сии волн в П., осо­бен­но важ­ной для не­ли­ней­ных волн. Кон­ку­рен­ция дис­пер­сии и не­ли­ней­но­сти де­ла­ет воз­мож­ным су­ще­ст­во­ва­ние уе­ди­нён­ных волн – со­ли­то­нов.

Ис­точ­ни­ком не­ус­той­чи­во­стей П. слу­жит её не­рав­но­вес­ность. В за­ви­си­мо­сти от ви­дов не­рав­но­вес­но­сти раз­ли­ча­ют маг­ни­то­гид­ро­ди­на­ми­че­ские и ки­не­тич. не­ус­той­чи­во­сти. Наи­бо­лее опас­ны маг­ни­то­гид­ро­ди­на­ми­че­ские не­ус­той­чи­во­сти, вы­зы­вае­мые не­од­но­род­но­стью про­стран­ст­вен­но­го рас­пре­де­ле­ния па­ра­мет­ров П. Они при­во­дят к пе­ре­ме­ши­ва­нию сло­ёв П., вплоть до пол­ной де­гра­да­ции удер­жа­ния. Ки­не­тич. не­ус­той­чи­во­сти свя­за­ны с не­рав­но­вес­но­стью функ­ций рас­пре­де­ле­ния час­тиц П. в про­стран­ст­ве ско­ро­стей (от­кло­не­ни­ем от мак­свел­лов­ско­го рас­пре­де­ле­ния). На­рас­та­ние ам­пли­ту­ды ко­ле­ба­ний при не­ус­той­чи­во­сти мо­жет ог­ра­ни­чи­вать­ся не­ли­ней­ны­ми про­цес­са­ми, а ре­зуль­та­том раз­ви­тия не­ус­той­чи­во­стей, как пра­ви­ло, яв­ля­ет­ся тур­бу­лент­ность плаз­мы. Вос­пре­пят­ст­во­вать раз­ви­тию отд. не­ус­той­чи­во­стей мож­но, пра­виль­но фор­ми­руя со­стоя­ния рав­но­ве­сия, а так­же воз­дей­ст­вуя на П. по­сред­ст­вом об­рат­ных свя­зей. Ес­ли рав­но­ве­сие и мак­ро­ско­пич. ус­той­чи­вость П. обес­пе­че­ны, па­ра­мет­ры удер­жи­вае­мой П. оп­ре­де­ля­ют­ся про­цес­са­ми пе­ре­но­са.

Процессы переноса в плазме

Клас­сич. про­цес­сы пе­ре­но­са час­тиц и энер­гии в за­маг­ни­чен­ной П. ана­ло­гич­ны диф­фу­зии и те­п­ло­про­вод­но­сти обыч­ных га­зов с той раз­ни­цей, что в на­прав­ле­нии по­пе­рёк маг­нит­но­го по­ля час­ти­цы при столк­но­ве­ни­ях сме­ща­ют­ся лишь на ве­ли­чи­ну по­ряд­ка лар­мо­ров­ско­го ра­диу­са $ρ_L$. В замк­ну­тых маг­нит­ных сис­те­мах су­щест­ву­ют час­ти­цы, за­пер­тые ме­ж­ду ло­каль­ны­ми мак­си­му­ма­ми маг­нит­но­го по­ля, тра­ек­то­рии ко­то­рых от­кло­ня­ют­ся от маг­нит­ных по­верх­но­стей на ве­ли­чи­ну, су­ще­ст­вен­но пре­вы­шаю­щую $ρ_L$ и со­от­вет­ст­вую­щую лар­мо­ров­ско­му ра­диу­су, рас­счи­ты­вае­мо­му по по­лои­даль­но­му маг­нит­но­му по­лю (т. н. ба­на­но­вые ор­би­ты). Учи­ты­ваю­щая этот факт тео­рия пе­ре­но­сов по­лу­чи­ла назв. «не­оклас­си­че­ской». Пе­ре­но­сы в тур­бу­лент­ной П. мо­гут вы­зы­вать­ся рас­сея­ни­ем час­тиц П. на флук­туа­ци­ях элек­трич. и маг­нит­но­го по­лей. Эф­фек­тив­ные ко­эф. та­ко­го «ано­маль­но­го» пе­ре­но­са, как пра­ви­ло, на по­ряд­ки вы­ше не­оклас­си­че­ских. В тур­бу­лент­ном пе­ре­но­се час­то за­мет­ную роль иг­ра­ют кон­век­тив­ные по­то­ки, что пре­до­пре­де­ля­ет его обыч­но не­диф­фу­зи­он­ный ха­рак­тер.

Диагностика плазмы

Для из­ме­ре­ния зна­че­ний па­ра­мет­ров П. в экс­пе­ри­мен­тах при­ме­ня­ют­ся разл. ди­аг­но­стич. сред­ст­ва, по­зво­ляю­щие пря­мо или кос­вен­но оп­ре­де­лить кон­цен­тра­ции час­тиц ком­по­нент П., тем­пе­ра­ту­ру, ско­ро­сти, на­пря­жён­но­сти по­лей и их из­ме­не­ния во вре­ме­ни и в про­стран­ст­ве. Ис­то­ри­че­ски пер­вы­ми ме­то­да­ми ди­аг­но­сти­ки плаз­мы бы­ли зон­до­вые ме­то­ды с ис­поль­зо­ва­ни­ем зон­дов Лен­гмю­ра разл. мо­ди­фи­ка­ций. Вне­се­ние да­же ми­ниа­тюр­но­го зон­да в П. ис­ка­жа­ет её ха­рак­те­ри­сти­ки, по­это­му совр. ди­аг­но­стич. сред­ст­ва, как пра­ви­ло, бес­кон­такт­ные. Маг­нит­ные дат­чи­ки рас­по­ла­га­ют­ся обыч­но вне П. (поясá Ро­гов­ско­го, зон­ды Мир­но­ва, диа­маг­нит­ные пет­ли, дат­чи­ки гра­ди­ен­та маг­нит­но­го по­то­ка и др.). Весь­ма по­пу­ляр­ны оп­тич. ди­аг­но­сти­ки (вклю­чая рент­ге­нов­скую), ис­поль­зую­щие как соб­ст­вен­ное из­лу­че­ние плаз­мы (пас­сив­ная ди­аг­но­сти­ка), так и про­све­чи­ваю­щие ме­то­ды: ла­зер­ную и СВЧ-ин­тер­фе­ро­мет­рию и ди­фрак­то­мет­рию, ме­то­ды, ос­но­ван­ные на рас­сея­нии све­та (том­со­нов­ском и кол­лек­тив­ном), ме­тод фа­зо­во­го кон­тра­ста и др. Кор­пус­ку­ляр­ная ди­аг­но­сти­ка бы­ва­ет пас­сив­ной (ос­но­ван­ной на ана­ли­зе вы­хо­дя­щих из П. по­то­ков час­тиц) и ак­тив­ной, ис­поль­зую­щей спец. ди­аг­но­стич. пу­чок. Ре­ги­ст­ри­руя ос­лаб­ле­ние и рас­сея­ние пуч­ка, воз­бу­ж­де­ние, ио­ни­за­цию и гео­мет­рию по­сле­дую­щих тра­ек­то­рий его час­тиц и ато­мов пе­ре­за­ряд­ки, мож­но ло­каль­но оп­ре­де­лять кон­цен­тра­цию, темп-ру ио­нов и рас­пре­де­ле­ние элек­трич. по­тен­циа­ла. При­ме­ня­ют­ся и др. ви­ды ак­тив­ных ди­аг­но­стик, в ко­то­рых из­ме­ря­ет­ся от­клик П. на вно­си­мое спе­ци­фич. воз­му­ще­ние. Раз­ви­ва­ет­ся т. н. МГД-спек­тро­ско­пия, ос­но­ван­ная на ре­ги­ст­ра­ции МГД-ко­ле­ба­ний. Осн. про­бле­мы ди­а­г­но­сти­ки П. со­сто­ят имен­но в труд­но­стях на­хо­ж­де­ния ло­каль­ных зна­че­ний па­ра­мет­ров П. и во мно­же­ст­вен­но­сти фак­то­ров, от ко­то­рых за­ви­сят ре­зуль­та­ты из­ме­ре­ний.

Методы моделирования плазмы

Слож­ность по­ве­де­ния П. де­ла­ет ак­ту­аль­ным её ком­пь­ю­тер­ное мо­де­ли­ро­ва­ние. Осн. про­бле­ма за­клю­ча­ет­ся в су­ще­ст­вен­ных раз­ли­чи­ях (на 5–7 по­ряд­ков ве­ли­чи­ны) ха­рак­тер­ных про­стран­ст­вен­ных и вре­мен­ны́х мас­шта­бов про­цес­сов, фор­ми­рую­щих ди­на­ми­ку П., да­же в МГД-при­бли­же­нии и ещё бо́ль­ших в ки­не­ти­ке. По­это­му ком­пь­ю­тер­ные рас­чё­ты ис­поль­зу­ют­ся пре­им. для мо­де­ли­ро­ва­ния отд. про­цес­сов в П. на ос­но­ве уп­ро­щён­ных (ре­ду­ци­ро­ван­ных) урав­не­ний. Так, в пред­по­ло­же­нии сим­мет­рии сис­те­мы на­дёж­но ре­ша­ет­ся за­да­ча дву­мер­но­го рав­но­ве­сия П. и его мед­лен­ной эво­лю­ции; су­ще­ст­ву­ют ко­ды рас­чё­та трёх­мер­но­го рав­но­ве­сия П. в стел­ла­ра­то­рах с маг­нит­ны­ми по­верх­но­стя­ми, то­гда как про­бле­ма рас­чё­та об­ще­го трёх­мер­но­го рав­но­ве­сия П. в маг­нит­ном по­ле по­ка не ре­ше­на. Из­вест­ны дву­мер­ные МГД-ко­ды, опи­сы­ваю­щие ди­на­ми­ку П. и раз­ви­тие не­ко­то­рых не­ус­той­чи­во­стей, то­гда как трёх­мер­ные ди­на­мич. МГД-ко­ды до сих пор име­ют весь­ма ог­ра­ни­чен­ную при­ме­ни­мость. Наи­боль­шее рас­про­стра­не­ние для мо­де­ли­ро­ва­ния тур­бу­лент­ной ди­на­ми­ки за­маг­ни­чен­ной П. по­лу­чи­ли ги­ро­ки­не­тич. ко­ды, не учи­ты­ваю­щие бы­строе цик­ло­трон­ное вра­ще­ние час­тиц; од­на­ко по­ка с их по­мо­щью рас­счи­ты­ва­ет­ся весь­ма ко­рот­кое вре­мя эво­лю­ции П. Пря­мое при­ме­не­ние ме­то­дов мо­ле­ку­ляр­ной ди­на­ми­ки к вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. за­труд­ни­тель­но для сколь­ко-ни­будь зна­чит. чис­ла за­ря­жен­ных час­тиц. Его ана­ло­гом слу­жит ме­тод час­тиц в ячей­ках, об­ра­зуе­мых рас­чёт­ной сет­кой. Час­ти­цы П. объ­е­ди­ня­ют­ся в мак­ро­час­ти­цы, дви­жу­щие­ся в ячей­ках, а зна­че­ния по­лей ме­ня­ют­ся лишь при пе­ре­хо­де от од­ной ячей­ки к дру­гой. Спе­циа­ли­зи­ров. ко­ды ис­поль­зу­ют­ся для рас­чё­та на­гре­ва П., из­лу­че­ния и по­гло­ще­ния волн, ге­не­ра­ции то­ка и пуч­ков час­тиц, рас­чё­та атом­ных и ра­диа­ци­он­ных про­цес­сов, про­ис­хо­дя­щих в П., взаи­мо­дей­ст­вия П. с ма­те­риа­ла­ми и пр.

Направления развития плазменных исследований

Спо­со­бы при­ме­не­ния П. в тех­ни­ке весь­ма мно­го­об­раз­ны, их чис­ло уве­ли­чи­ва­ет­ся год от го­да. В низ­ко­тем­пе­ра­тур­ной П. воз­мож­но про­те­ка­ние ря­да важ­ных хи­мич. ре­ак­ций, за­пре­щён­ных в обыч­ных ус­ло­ви­ях, их изу­че­ни­ем за­ни­ма­ет­ся плаз­мо­хи­мия. Важ­ней­шим на­прав­ле­ни­ем ис­сле­до­ва­ний П. ос­та­ёт­ся УТС. Имен­но раз­вёр­ты­ва­ние ра­бот по УТС в нач. 1950-х гг. в СССР и США по­ло­жи­ло на­ча­ло ши­ро­ко­мас­штаб­ным ис­сле­до­ва­ни­ям по фи­зи­ке П. во всём ми­ре. Дос­ти­же­ния по­след­них лет в ис­сле­до­ва­ни­ях кос­мич. про­стран­ст­ва и на­блю­да­тель­ной ас­тро­но­мии при­ве­ли к вспле­ску ра­бот по плаз­мен­ной ас­т­ро­фи­зи­ке, пер­спек­ти­вы раз­ви­тия ко­то­рой так­же вы­гля­дят весь­ма оп­ти­ми­стич­но.

Источник: bigenc.ru


You May Also Like

About the Author: admind

Добавить комментарий

Ваш адрес email не будет опубликован. Обязательные поля помечены *

Этот сайт использует Akismet для борьбы со спамом. Узнайте, как обрабатываются ваши данные комментариев.