Вход в атмосферу космических летательных аппаратов

Содержание

Вход в атмосферу

Вход в атмосферу посадочного модуля аппарата Mars Rover (рисунок художника)

Вход в атмосферу в космической технике обозначает фазу входа космического аппарата в атмосферу. Из-за аэродинамического сопротивления внешней газовой среды оболочка аппарата, движущегося на большой скорости, нагревается до значительных температур. Если объект должен выдержать вход в атмосферу, ему необходима тепловая, как правило абляционная, защита.

Термин используется не только для пилотируемых летательных объектов, но и для космических зондов, боеголовок межконтинентальных ракет, капсул с пробами, а также для объектов, которые могут или должны сгореть, например, израсходованные ракетные ступени или отслужившие срок спутники. Понятие не применяется для объектов, которые достигли лишь незначительной части орбитальной скорости, и поэтому термическая нагрузка остаётся небольшой.

Сход с орбиты начинается с включения тормозных двигателей. Американский космический челнок, например, для тормозного импульса (deorbit burn) включает маломощные двигатели системы орбитального маневрирования примерно на три минуты. Уменьшение скорости всего на 1 % (примерно 90 м/с) позволяет войти в атмосферу по эллиптической траектории на противоположной стороне Земли. Форма и угол атаки ракетоплана вызывают подъёмную силу, которая задерживает спуск в плотные слои атмосферы и, таким образом, растягивает диссипацию энергии во времени.

Этапы входа в атмосферу Земли

Вход крупного неспасаемого космического аппарата

  • 140 км — давление набегающего воздуха составляет 0,25 Па (0,0000025 атмосфер);
  • 122 км — первые заметные признаки аэродинамического воздействия атмосферы на космический аппарат;
  • 100—110 км — начало обгорания выступающих деталей (антенн и солнечных батарей);
  • 80—90 км — разрушение и разделение объекта на крупные обломки;
  • 40—80 км — максимальная ионизация и нагрев воздуха от трения;
  • 60—70 км — максимум разрушения с разделением крупных частей на мелкие фрагменты;
  • 40—50 км — окончание фрагментации и дальнейшее падение несгоревших обломков на поверхность Земли.

Вход небольшого неспасаемого аппарата

Небольшие и тонкоконструкционные спутники начинают разрушаться раньше и могут полностью сгореть с растворением пылевых остатков в атмосфере.

Области применения

Возвращение на Землю

В пилотируемой космонавтике вход в атмосферу неизбежен при возвращении спускаемых аппаратов многоразовых транспортных систем (Спейс шаттл, Буран), а также космических кораблей (Союз, Аполлон, Шэньчжоу, Dragon SpaceX), которые должны преодолеть вход в атмосферу без катастрофических повреждений, не ставя под угрозу жизнь космонавтов.

Каждый старт многоступенчатой ракеты приводит к тому, что отработавшие ступени входят в атмосферу и частично/полностью сгорают.

Вышедшие из эксплуатации низкоорбитальные спутники также намеренно уводят с орбиты, после чего они сгорают (полностью или частично). При плановом сведении траектория входа выбирается таким образом, чтобы не сгоревшие крупные фрагменты упали в океан (в район, известный как Кладбище космических кораблей) или необитаемые районы суши. Известный пример — затопление российской космической станции Мир.

Увод с орбиты

В 1971 году первая в мире орбитальная станция Салют-1 была преднамеренно сведена с орбиты в Тихий океан, вслед за аварией Союз-11. Салют-6 и Мир также были контролируемо спущены с орбиты.

Примечания

  1. Захаров Г. В. Энергетический анализ концепта спутника-сборщика атмосферных газов
  2. Ученые уточнили границу космоса. Lenta.ru (10 апреля 2009 года). Дата обращения 4 сентября 2010.
  3. Попов Е.И. Спускаемые аппараты. — М.: «Знание», 1985. — 64 с.
  4. Анфимов Н. А. Обеспечение управляемого спуска с орбиты орбитального пилотируемого комплекса «Мир»

Ссылки

  • Returning from Space: Re-entry // FAA (англ.)
  • Адамс М. К. (Мае С. Adams), Конструкции, материалы, вход в атмосферу — Вход в атмосферу
  • Салахутдинов Г. М. ТЕПЛОВАЯ ЗАЩИТА В КОСМИЧЕСКОЙ ТЕХНИКЕ — М: «Знание» — 1982 (epizodsspace.no-ip.org/bibl/znan/1982/7/7-salahutdinov.html)
  • Торможение в атмосфере, Аппараты для спуска в атмосфере / Попов Е. И. Спускаемые аппараты — М: «Знание» — 1985
В этой статье не хватает ссылок на источники информации. Информация должна быть проверяема, иначе она может быть поставлена под сомнение и удалена.
Вы можете отредактировать эту статью, добавив ссылки на авторитетные источники.
Эта отметка установлена 27 мая 2011 года.

Трение о воздух, конечно, происходит, и при этом выделяется какое-то количество тепла, однако раскаляет обшивку спускаемого аппарата и заставляет пылать и взрываться летящие к земле болиды другой физический процесс, называемый аэродинамическим нагревом.

Вхождение в плотные слои в интерпретации художника Как известно, впереди движущегося в газе со сверхзвуковой скоростью тела формируется ударная волна — тонкая переходная область, в которой происходит резкое, скачкообразное увеличение плотности, давления и скорости вещества. Естественно, при повышении давления газа он нагревается — резкое увеличение давления приводит к быстрому повышению температуры. Вторым фактором — это и есть собственно аэродинамический нагрев — становится торможение молекул газа в тонком слое, прилегающем непосредственно к поверхности движущегося объекта — энергия хаотичного движения молекул возрастает, и температура вновь растет. А уже горячий газ нагревает и само мчащееся на сверхзвуке тело, причем тепло переносится как с помощью теплопроводности, так и с помощью излучения. Правда излучение молекул газа начинает играть заметную роль при очень высоких скоростях, например, на 2-й космической.

Шаттл c зонами нагрева С проблемой аэродинамического нагрева приходится сталкиваться не только конструкторам космических кораблей, но и разработчикам сверхзвуковых летательных аппаратов — тех, что никогда не покидают атмосферу.

Concorde Известно, что конструкторы первых в мире сверхзвуковых пассажирских самолетов — Concorde и Ту-144 — были вынуждены отказаться от идеи заставить свои самолеты летать со скоростью 3 Маха (пришлось довольствоваться «скромными» 2,3). Причина — аэродинамический нагрев. При такой скорости он раскалял бы обшивки лайнеров до таких температур, которые могли уже сказаться на прочности алюминиевых конструкций. Заменять же алюминий на титан или специальную сталь (как в военных проектах) было невозможно по экономическим соображениям. Кстати, о том, как решали проблему аэродинамического нагрева конструкторы знаменитого советского высотного перехватчика МиГ-25, можно прочитать в статье «Есть только МиГ. Охотник за призраками МиГ-25».

Предыдущее заблуждение

Дальняя космическая связь

Антенна РТ-70 Центра дальней космической связи

Дальняя космическая связь — вид радиосвязи с космическими аппаратами, находящимися на значительном удалении от Земли. Дальняя космическая связь осложняется значительным ослаблением сигнала за счёт рассеяния в пространстве, доплеровским смещением частоты, а также значительными задержками, вызванными конечной скоростью распространения радиоволн (см. скорость света).

Передача сигнала на космический аппарат сопряжена с меньшими трудностями, так как мощность сигнала, передаваемого с Земли, практически не ограничена, в дальнем космосе отсутствуют электромагнитные помехи техногенного происхождения, а естественный фон радиоизлучения очень слаб, что позволяет оснащать космические аппараты сверхвысокочувствительными приёмниками. Бо́льшую проблему представляет передача сигналов с космического аппарата на Землю, так как энергетические возможности бортовой аппаратуры ограничены, в лучшем случае, сотнями ватт, а в зоне приёмных антенн на земле велик уровень техногенных электромагнитных помех, что не позволяет повышать чувствительность приёмников. Указанная проблема частично решается применением узконаправленных параболических антенн и корреляционным анализом принимаемого сигнала на высокоскоростных ЭВМ.

Космический аппарат «Вояджер-1» — самый удаленный от Земли объект, с которым поддерживается связь

Улучшить приём сигналов удаётся с использованием территориально удалённых приёмных антенн. Вероятность того, что две антенны ультракоротковолнового диапазона, удалённые на расстояния в несколько тысяч километров, примут один и тот же сигнал земного происхождения, крайне мала, так как ультракороткие волны распространяются лишь в зоне прямой видимости. В то же время сигнал от космического аппарата будет действовать на обе антенны одинаково. Таким образом, результатом свёртки сигналов, принятых двумя антеннами, будет именно сигнал от космического аппарата.

Целесообразно применение для дальней космической связи спутников-ретрансляторов. Они находятся достаточно далеко от Земли и практически не подвержены техногенным помехам. Кроме того, сигнал от удалённого космического аппарата не ослабляется атмосферой Земли.

Тем не менее, несмотря на принимаемые меры и огромные затраты на их реализацию, скорость приёма данных от удалённых космических аппаратов очень низкая — единицы-десятки килобит в секунду. Однако, даже такая маленькая скорость позволяет получать ценную научную информацию.

Поскольку для дальней космической связи используются узконаправленные антенны, необходимо строго выдерживать ориентацию космического аппарата на Землю. Для этого аппараты оснащают автономными системами ориентации, независимыми от радиосигналов. Чаще всего — ориентация оптическими датчиками с узкополосными светофильтрами, реагирующими на излучения Солнца и ярких звёзд (Канопуса, Сириуса). Поскольку ширина луча радиоволн от аппарата, находящегося даже в районе Сатурна, уже существенно больше диаметра орбиты Земли, точное «прицеливание» на Землю не требуется — достаточно лишь передавать сигнал в направлении Солнца.

Вояджер-1

Американская автоматическая межпланетная станция «Вояджер-1», запущенная 5 сентября 1977 года, является самым удалённым космическим объектом, с которым поддерживается радиоконтакт. Расстояние, которое он пролетел на конец 2010 года составляет более 17 млрд км. Радиосигнал проходит это расстояние более, чем за 16 часов. Для приема радиосигналов с него используется Сеть дальней космической связи НАСА.

Системы и центры дальней космической связи

  • Сеть дальней космической связи НАСА (Лаборатория реактивного движения НАСА)
  • сеть ESTRACK Европейского центра управления космическими полётами (ЕКА)
  • Восточный центр дальней космической связи (Российское космическое агентство)
  • Китайский центр дальней космической связи
  • Индийский центр дальней космической связи

Радиодиапазоны дальней космической связи

ITU выделило несколько частотных диапазонов для использования в радиосвязи с космическими аппаратами, в зависимости от расстояния (дальней условно считается связь с аппаратами, находящимися на расстояниях более 2 млн километров от Земли).

Частотный диапазон в МГц

Обозначение Дальний космос (более 2 млн км от Земли) Ближний космос (менее 2 млн км от Земли)
От Земли в космос От аппарата на Землю От Земли в космос От аппарата на Землю
S-диапазон 2110-2120 2290-2300 2025-2110 2200-2290
X-диапазон 7145-7190 8400-8450 7190-7235 8450-8500
K-диапазон * * * 25500-27000
Ka-диапазон 34200-34700 31800-32300 * *

Символом «*» обозначены сочетания, не поддерживаемые Сетью дальней космической связи НАСА.

  1. Запущенный 33 года назад межпланетный зонд NASA достиг пределов Солнечной системы. newsru.com (14 декабря 2010). Дата обращения 12 июня 2011.
  2. «Вояджер-1» добрался до границ Солнечной системы. Лента.Ру (14 декабря 2010). Дата обращения 12 июня 2011.
  3. 201, Rev. B Frequency and Channel Assignments (недоступная ссылка). JPL (2009). Архивировано 11 июня 2014 года.
  • Дальняя космическая связь

Две планеты с одинаковой длиной суток, но разной длительностью года, словно синхронные пловцы в космосе совершают вращение вокруг Солнца по своим орбитам. Независимо от положения на них, между планетами возможен обмен сигналами.

Как происходит передача сигнала между Марсом и Землей

Чтобы могла возникнуть радиосвязь, нужны как минимум две станции, находящиеся на определенном расстоянии – передающая и принимающая. Связь Марса с Землей, все общение между двумя планетами осуществляется через спутники.

На орбитальных модулях, таких как Марс Одиссей, Марс Экспресс, Марс Ренессанс, индийской межпланетной станции «Мангальян», связь с Марсом происходила при помощи антенны с высоким коэффициентом направленного действия. Она была настроена на Землю. Оповещение, достигающее Земли, было довольно слабым, но наземная сеть станций собирала сигнал, усиливала его и расшифровывала данные.

Планетоходы же отправляли лучи с данными на орбитальные станции Марс Экспресс и Марс Одиссей, а последние уже передавали их на Землю.

Как передается сигнал в вакууме

Задержка радиосигналов не связана ни с конструкцией оборудования на Земле, ни со способом приемки сигналов на орбите меньшей по массе планеты. Это явление взаимосвязано с фундаментальным физическим релятивистским законом, сформулированным еще в 1905 г. Альбертом Эйнштейном который гласит.

Скорость электромагнитных излучений в вакууме (длинные и короткие радиоволны, радиация, инфракрасное излучение и пр.) равна скорости света, а именно, 300000 километров в секунду с небольшой погрешностью.

Радиосигналы подобно свету в вакууме распространяются с той же скоростью. Сигналы помимо огромного расстояния в космосе должны преодолеть еще и толщу атмосферы, окружающую земной шар. Они проходят через атмосферу, взаимодействуя с частицами воздуха, замедляясь настолько незначительно, что их скорость в этой среде принята равной скорости в вакууме, то есть 300000 км/с.

Сколько идет сигнал до Марса

Управление космическим аппаратом, приближающимся к орбите Марса или находящимся на орбите, обеспечивающим связь на Марсе, с учетом того, сколько идет сигнал до Марса, удаленно – сложный процесс. Радиосигналы, идущие от Земли до Марса, распространяются долго. Во время работы Марсианской научной лаборатории (МНР), планетохода «Кьюриосити» (название происходит от слова curious — любопытный, любознательный) задержка передачи сигналов составляла 13 минут и 48 секунд. Это средний показатель, а минимальное и максимальное значения — 3 и 24 минуты соответственно.

Разница значений связана с тем, что расстояние между Землей и Марсом не всегда одинаковое. Планеты вращаются по эллиптическим орбитам, смещенным относительно Солнца. Их диаметры по величине отличаются.

При минимальном расстоянии Марса от Земли, которое равно 54 550 000 км, сигнал связи, идущий со скоростью 300 000 км/с, достигает приемника через 3 минуты.

Максимальное расстояние при расположении планет по обе стороны от Солнца на наиболее удаленных от центрального светила точках орбит составляет 401 330 000 км. Сигнал будет преодолевать это расстояние в течение 24 минут.

В Европейском центре управления полетами различают разные типы регистрируемого времени – SCET (Spacecraft Event Time), ERT (Earth Receive Time). Первая аббревиатура означает момент времени, во время которого фактически происходит событие на космическом аппарате.

Время события определяется путем прибавления времени прохождения направленного луча со световой скоростью в вакууме (OWLT) к значению времени отправки сигнала. Это значит, сигнал на космическом аппарате будет получен через этот промежуток времени. Также это значение может быть получено вычитанием этого периода от значения полученного сигнала от станции на поверхности Земли, то есть ERT. Это значит, что отправка сигнала с космического аппарата произошла в это время. Вторая аббревиатура соответствует времени возникновения сигнала на Земле, который от Марса, как правило, достигает приёмника за 13 минут.

Перебои связи

Линия между Марсом и Землей, на которой располагаются передающая и принимающая станции, по которой передается радиосвязь, называется LOS – Line of Sight. Когда расстояние между планетами минимальное, прохождению сигналов может ничего не препятствовать. Однако в процессе движения планет солнечной системы по своим орбитам возникают ситуации, когда Солнце, как уже было описано, попадает на эту линию. Оно оказывается на одной линии между станциями, находящимися на двух планетах, и может помешать осуществлению связи.

Оно непомерно воздействует на прохождение радиосигнала, способствуют большой задержке сигнала, а иногда полностью блокирует возможность передачи волн на довольно длительный период, который может исчисляться неделями или месяцами.

Пути решения

Чтобы организовать бесперебойную связь, в том числе во время противостояния двух космических тел может потребоваться модификация сети дальней космической связи (DSN).

Поэтому при планировании сложных систем станций космической связи одной коммуникационной линии будет недостаточно. Для продолжительной и бесперебойной работы станций необходима система спутников, станций космической связи, располагающихся по орбитам Марса и Земли. Три дополнительных спутника, расположенных вокруг Солнца на участках гравитационной устойчивости, могут обеспечить постоянную приемку данных и ее передачу на Марс и на Землю.

Новый способ передачи сигнала

В настоящее время ведется разработка нового вида связи – лазерного коммуникационного демонстрационного реле – Laser Communications Relay Demonstration (LCRD). Это новый вид продвинутой оптической связи для использования в глубоком космосе и для околоземных систем.

Межпланетный интернет

Проект меж планетарного интернета (Interplanetary Internet) предназначен для оснащения станций сверх дальним космическим интернетом. Его разработка ведется на основе нового протокола DTN (Delay/Disruption Tolerant Networking).

В космосе перебои с передачей сигналов – довольно частое явление, и протокол может обеспечить наибольшую проходимость объемов информации даже при сбоях и задержках. Переданный сигнал с данными, полученный на узле, при отсутствии возможности дальнейшей передачи записывается. Затем происходит поиск канала связи, и при появлении возможности связи со следующим узлом данные передаются.

Благодаря этому проекту в будущем на красной планете возможно появление и развитие интернета на Марсе, а научные марсианские станции получат возможность установки вай фай соединений.

Передача информационных данных с помощью сигналов происходит между планетами Марс и Земля с разной скоростью, с разной степенью устойчивости. Количество спутников и орбитальных станций со временем становится больше, и это выдвигает новые требования к уровню оснащенности освоения космического пространства.

Пригодилась информация? Плюсани в социалки!

  • Сравнение Марса и Земли, какая планета больше и в чем их отличие
  • Как посчитать сколько мне лет на Марсе
  • Марсианские особенности планеты

Волны в плазме

Во́лны в пла́зме — электромагнитные волны, распространяющиеся в плазме и самосогласованные с коллективным движением заряженных частиц плазмы. В силу того, что доминирующее значение в динамике частиц плазмы играет электромагнитное взаимодействие между ними, электромагнитные свойства плазмы сильно зависят от наличия внешних полей, а также от параметров распространяющихся в ней волн.

Волны в плазме являются основным предметом изучения электродинамики плазмы. Последовательный и наиболее полный анализ основывается на решении совместной системы уравнений Максвелла для полей и уравнения Власова для каждой из компонент плазмы. Однако в некоторых случаях возможно применение гидродинамического описания плазмы. Кроме того, в ряде случаев возможно введение понятия диэлектрической проницаемости плазмы, которая при наличии постоянного внешнего магнитного поля имеет вид тензора.

Важной особенностью плазмы как среды распространения электромагнитных волн является наличие у неё сильной дисперсии. Принято выделять временную и пространственную дисперсию плазмы. Временная дисперсия связана с запаздыванием отклика плазмы на приложенные внешние поля, связанное с наличием собственных плазменных колебаний. При наличии внешнего магнитного поля в плазме появляются и другие характерные собственные времена: периоды вращения частиц плазмы в магнитном поле. Пространственная дисперсия связана с наличием теплового движения плазмы, приводящего к тому, что на расстояниях меньших так называемого дебаевского радиуса из-за действующих между частицами полей происходит эффективная корреляция их движения. В магнитоактивной плазме появляется также характерные масштабы гирорадиусов вращения частиц во внешнем магнитном поле.

Волны в изотропной плазме

В изотропной плазме возможно существование трёх видов волн: поперечных электромагнитных волн, которые являются аналогом электромагнитных волн в вакууме; продольных ленгмюровских волн, являющихся особым видом волн, характерных только для плазменных сред; а также ионно-звуковых волн, являющихся аналогами звуковых волн в средах, однако отличающихся от них тем, что доминирующей возвращающей силой в плазме является электростатическая сила.

Поперечные волны

Для поперечных волн в бесстолкновительной плазме, температурой электронов в которой пренебрегается, диэлектрическая проницаемость имеет вид:

ε ( ω ) = 1 − ω p e 2 ω 2 ( 1 + m e m i ) {\displaystyle \varepsilon (\omega )=1-{\frac {\omega _{pe}^{2}}{\omega ^{2}}}\left(1+{\frac {m_{e}}{m_{i}}}\right)}

Поскольку масса ионов значительно выше, чем масса электронов, вторым слагаемым в скобках обычно можно пренебречь. Таким образом, эти волны являются аналогом электромагнитных волн в вакууме, однако отличаются от них наличием дисперсии. Дисперсионное соотношение для этих волн имеет вид:

ω ( k ) = c 2 k 2 + ω p e 2 {\displaystyle \omega (k)={\sqrt {c^{2}k^{2}+\omega _{pe}^{2}}}}

Откуда несложно определить фазовую и групповую скорости волн:

v p h = ω k = c ε ( ω ) = c 1 − ω p e 2 ω 2 {\displaystyle v_{ph}={\frac {\omega }{k}}={\frac {c}{\sqrt {\varepsilon (\omega )}}}={\frac {c}{\sqrt {1-{\frac {\omega _{pe}^{2}}{\omega ^{2}}}}}}} v g r = d ω d k = c ε ( ω ) = c 1 − ω p e 2 ω 2 {\displaystyle v_{gr}={\frac {\mathrm {d} \omega }{\mathrm {d} k}}=c{\sqrt {\varepsilon (\omega )}}=c{\sqrt {1-{\frac {\omega _{pe}^{2}}{\omega ^{2}}}}}}

Таким образом, всегда выполняется соотношение v p h v g r = c 2 {\displaystyle v_{ph}v_{gr}=c^{2}} . Особенностью поперечных волн в изотропной плазме является также наличие диапазона частот ω < ω p e {\displaystyle \omega <\omega _{pe}} , в котором диэлектрическая проницаемость отрицательна, а коэффициент преломления чисто мнимый. Волны с такой частотой не могут распространяться в плазме. При падении на слой плазмы электромагнитной волны, частота которой ниже электронной плазменной частоты, в плазме образуется скин-слой, а волна полностью отражается.

Учёт кинетических эффектов, в том числе температуры электронов (в случае нерелятивистских температур), приводит только к небольшой коррекции дисперсионного соотношения для поперечных волн, но не привносит новых свойств или эффектов. Это объясняется тем, что скорость поперечных волн значительно выше, чем скорость теплового движения электронов.

Продольные волны

Основная статья: Ленгмюровские волны

Продольные или ленгмюровские волны являются особым видом волн, характерным только для плазмы и плазмоподобных сред. Эти волны называются продольными, поскольку в них вектор электрического поля сонаправлен с волновым вектором. Характерной особенностью является также то, что наравне с колебаниями поля в ленгмюровских волнах колеблется электронная плотность. Ленгмюровские волны были впервые изучены в 1929 году И. Ленгмюром и Л. Тонксом (англ.).

Важной особенностью ленгмюроских волн является наличие у них так называемого затухания Ландау — бесстолкновительного затухания, связанного с передачей энергии волн частицам плазмы. Коэффициент затухания зависит от длины волны и в длинноволновом приближении, так что выполняется k v T e ≪ ω p e {\displaystyle kv_{Te}\ll \omega _{pe}} (где v T e {\displaystyle v_{Te}} — тепловая скорость электронов), равен:

γ ( k ) = π 8 ω p e ( k r D e ) 3 exp ⁡ ( − 3 2 − 1 2 ( k r D e ) 2 ) {\displaystyle \gamma (k)={\sqrt {\frac {\pi }{8}}}{\frac {\omega _{pe}}{(kr_{De})^{3}}}\exp \left(-{\frac {3}{2}}-{\frac {1}{2}}(kr_{De})^{2}\right)}

где r D e {\displaystyle r_{De}} — дебаевский радиус электронов.

В том же приближении дисперсионное соотношение для продольных волн имеет вид:

ω = ω p e ( 1 + 3 2 ( k r D e ) 2 ) = ω p e + 3 2 ( k v T e ) 2 {\displaystyle \omega =\omega _{pe}\left(1+{\frac {3}{2}}(kr_{De})^{2}\right)=\omega _{pe}+{\frac {3}{2}}(kv_{Te})^{2}}

Таким образом, коротковолновые возмущения, для которых k v T e ≈ ω p e {\displaystyle kv_{Te}\approx \omega _{pe}} , быстро затухают, поскольку для них величина частоты приближается к величине коэффициента затухания, то есть волна, фактически, перестаёт быть распространяющейся и затухает на одном периоде. При этом в той области, где волна затухает слабо, её частота практически не изменяется и приблизительно равна электронной плазменной частоте. Это позволяет говорить о том, что данная волна является просто плазменными колебаниями, распространяющимися в пространстве только за счёт наличия тепловой скорости электронов. В приближении нулевой температуры электронов скорость ленгмюровских волн точно равна нулю, а дисперсионное соотношение для них имеет вид:

ω = ω p e {\displaystyle \ \omega =\omega _{pe}}

Поскольку ленгмюровские волны связаны с колебаниями электронной плотности, которые происходят на высоких частотах, движение ионов слабо сказывается на характеристиках продольных волн. Фактически, движение ионов даёт вклад только в малую поправку к плазменной частоте:

ω p e = 4 π e 2 N e 0 m e ( 1 − m e m i ) {\displaystyle \omega _{pe}={\sqrt {{\frac {4\pi e^{2}N_{e0}}{m_{e}}}\left(1-{\frac {m_{e}}{m_{i}}}\right)}}}

Ионно-звуковые волны

Основная статья: Ионно-звуковые волны

Рассмотренные выше поперечные и продольные электронные волны относятся к высокочастотным, и движение ионов не оказывает заметного влияния на их характеристики. В низкочастотной области, однако, возможно существование плазменных волн, в которых движение ионов имеет определяющее значение. Эти волны, называемые ионно-звуковыми, носят продольный характер и во многом аналогичны звуковым волнам в неплазменных средах. Роль возвращающих сил в таких волнах, однако, играют электростатические силы разделения зарядов, а не силы давления.

Существование ионно-звуковых волн возможно только в сильно неравновесной плазме, в которой температура электронов значительно превышает температуру ионов: T e ≫ T i {\displaystyle T_{e}\gg T_{i}} . Для фазовой скорости ионно-звуковых волн v p h = ω / k {\displaystyle v_{ph}=\omega /k} при этом выполняется следующее неравенство:

v T i ≪ ω k ≪ v T e {\displaystyle v_{Ti}\ll {\frac {\omega }{k}}\ll v_{Te}} ,

где v T i = T i / m i {\displaystyle v_{Ti}={\sqrt {T_{i}/m_{i}}}} и v T e = T e / m e {\displaystyle v_{Te}={\sqrt {T_{e}/m_{e}}}} — скорости теплового движения ионов и электронов соответственно.

В этих предположениях уравнение ионно-звуковых волн может быть получено на основе гидродинамического описания плазмы. В линейном приближении из них может быть получено дисперсионное соотношение следующего вида:

ω = k v s 1 + k 2 r D e 2 {\displaystyle \omega ={\frac {kv_{s}}{\sqrt {1+k^{2}r_{De}^{2}}}}} ,

где v s = T e / m i {\displaystyle v_{s}={\sqrt {T_{e}/m_{i}}}} — скорость ионного звука.

Аналогично ленгмюровским волнам, ионно-звуковые волны испытывают бесстолкновительное затухание, связанное с взаимодействием с резонансными частицами — электронами и ионами. Это взаимодействие резко усиливается, если фазовая скорость ионного звука приближается к тепловой скорости ионов. По этой причине ионно-звуковые волны не могут распространяться в равновесной плазме, для которой T e = T i {\displaystyle T_{e}=T_{i}} , и следовательно, v s = v T i {\displaystyle v_{s}=v_{Ti}} .

Интересны предельные случаи ионно-звуковых волн. В длинноволновом пределе ( k r D e ≪ 1 {\displaystyle kr_{De}\ll 1} ) дисперсионное соотношение принимает вид

ω = k v s {\displaystyle \omega =kv_{s}} ,

то есть представляет собой линейную зависимость, характерную и для обычных звуковых волн.

В коротковолновом пределе ( k r D e ≫ 1 {\displaystyle kr_{De}\gg 1} ) дисперсионное соотношение принимает вид

ω = v s r D e = ω p i {\displaystyle \omega ={\frac {v_{s}}{r_{De}}}=\omega _{pi}} ,

то есть волна вырождается в продольные колебания на ионной плазменной частоте.

Волны в магнитоактивной плазме

Магнитоактивной называется плазма, помещённая во внешнее магнитное поле. Наличие магнитного поля снимает вырождение решений дисперсионного уравнения по поперечной поляризации электромагнитных волн. В результате, число собственных колебательных мод увеличивается. Происходит также смешивание продольных и поперечных мод, так что не всегда удаётся провести однозначное деление на продольные и поперечные волны.

Если пренебречь температурой (то есть рассмотреть случай так называемой холодной плазмы), то в однородной магнитоактивной плазме существует пять видов волн: низкочастотные альфвеновская и быстрая магнитозвуковая, а также высокочастотные обыкновенная, медленная необыкновенная и быстрая необыкновенная волны. В направлении вдоль магнитного поля медленная необыкновенная волна вырождается в чисто продольную волну, аналогичную ленгмюровской волне. В направлении, перпендикулярном магнитному полю, альфвеновская волна распространяться не может (формально, её частота равна нулю), и остаётся только четыре собственные моды.

При учёте конечной температуры количество собственных волн увеличивается. В низкочастотной области появляется медленная магнитозвуковая волна, аналогичная ионному звуку. В высокочастотной области появляются так называемые циклотронные волны или моды Бернштейна, не имеющие аналогов в газодинамике и связанных с конечностью ларморовского радиуса.

Существование нескольких типов волн с одинаковой частотой но различными поляризациями приводит к появлению эффекта двулучепреломления как для низкочастотных, так и для высокочастотных волн.

В неоднородной магнитоактивной плазме появляются новые типы низкочастотных волны, называемые дрейфовыми.

Наличие магнитного поля приводит к появлению выделенного направления в пространстве (вдоль направления вектора индукции магнитного поля). По этой причине в общем случае диэлектрическая проницаемость магнитоактивной плазмы является тензорной величиной, а закон дисперсии может быть получен в явном виде лишь в отдельных частных случаях.

Низкочастотные (магнитогидродинамические) волны

Этот раздел статьи ещё не написан. Согласно замыслу одного или нескольких участников Википедии, на этом месте должен располагаться специальный раздел.
Вы можете помочь проекту, написав этот раздел. Эта отметка установлена 31 августа 2016 года.

Альфвеновские волны

Основная статья: Альфвеновские волны

Магнитозвуковые волны

Основная статья: Магнитозвуковые волны

Высокочастотные волны

Этот раздел статьи ещё не написан. Согласно замыслу одного или нескольких участников Википедии, на этом месте должен располагаться специальный раздел.
Вы можете помочь проекту, написав этот раздел. Эта отметка установлена 31 августа 2016 года.

Электронно-звуковые волны

Этот раздел статьи ещё не написан. Согласно замыслу одного или нескольких участников Википедии, на этом месте должен располагаться специальный раздел.
Вы можете помочь проекту, написав этот раздел. Эта отметка установлена 31 августа 2016 года.

Циклотронные волны

Этот раздел статьи ещё не написан. Согласно замыслу одного или нескольких участников Википедии, на этом месте должен располагаться специальный раздел.
Вы можете помочь проекту, написав этот раздел. Эта отметка установлена 31 августа 2016 года.

Нелинейные волны в плазме

Этот раздел статьи ещё не написан. Согласно замыслу одного или нескольких участников Википедии, на этом месте должен располагаться специальный раздел.
Вы можете помочь проекту, написав этот раздел. Эта отметка установлена 31 августа 2016 года.
  • Люксембург-Горьковский эффект
  1. Ахиезер, 1974, с. 145—154.
  2. Ахиезер, 1974, с. 149.
  3. Ахиезер, 1974, с. 148.
  4. Александров и др., 1988, с. 83.
  5. 1 2 Ахиезер, 1974, с. 166.
  6. Ахиезер, 1974, с. 151.
  7. 1 2 3 4 Ахиезер, 1974, с. 152.
  8. Ахиезер, 1974, с. 153.
  9. 1 2 3 Ахиезер, 1974, с. 154.
  10. 1 2 3 4 5 6 ФЭ, 1988.

Литература

  • E. В. Мишин, В. H. Ораевский. Волны в плазме // Физическая энциклопедия : / Гл. ред. А. М. Прохоров. — М.: Советская энциклопедия, 1988. — Т. 1: Ааронова — Бома эффект — Длинные линии. — С. 328—330. — 707 с. — 100 000 экз.
  • В. П. Силин, А. А. Рухадзе. Электромагнитные свойства плазмы и плазмоподобных сред. — 2-е изд., перераб. — М.: Госатомиздат, 1961. — 243 с. — 6500 экз.
  • Электродинамика плазмы / А. И. Ахиезер. — 2-е изд., перераб. — М.: Наука, 1974. — 720 с. — 5000 экз.
  • А. Ф. Александров, Л. С. Богданкевич, А. А. Рухадзе. Основы электродинамики плазмы / А. А. Рухадзе. — 2-е изд., перераб. — М.: Высшая школа, 1988. — 424 с. — 8000 экз. — ISBN 5060014045.

Распространение звука в плазме самостоятельного газового разряда азотосодержащих газов Текст научной статьи по специальности «Физика»

ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ

УДК 533.9

РАСПРОСТРАНЕНИЕ ЗВУКА В ПЛАЗМЕ САМОСТОЯТЕЛЬНОГО ГАЗОВОГО РАЗРЯДА АЗОТОСОДЕРЖАЩИХ ГАЗОВ

А.В. КАНЫГИН*, В.О. НЕКУЧАЕВ**, В.С. СУХОМЛИНОВ*

*Санкт-Петербургский государственный университет, г. Санкт-Петербург **Ухтинский государственный технический университет, г. Ухта prima-ivs@mail.ru

Работа посвящена теоретическому исследованию распространения акустических волн в плазме самостоятельного газового разряда. Особое внимание уделено плазме азотосодержащих газов и, в частности, воздуха. Получено и решено уравнение распространения звука в такой среде. Обнаружено, что зависимости коэффициента усиления звука при распространении волны вдоль вектора электрического поля в плазме от частоты звука и безразмерного параметра энерговклада носят немонотонный характер. Результаты расчетов согласуются с известными экспериментальными данными других авторов.

Ключевые слова: Рэлеевский механизм, распространение звука, коэффициент усиления звука, безразмерный параметр энерговклада

A.V. KANYGIN, V.O. NEKUCHAEV, V.S. SUKHOMLINOV. SOUND PROPAGATION IN GAS DISCHARGE PLASMA OF GASES WITH NITROGEN IMPURITY

В последнее время наблюдается интерес к исследованиям различных гидродинамических явлений в плазме газового разряда. Это, в частности, связано с применением плазмы в аэродинамических и аэрокосмических приложениях . Эксперименты показывают, что прохождение звуковой волной плазменных образований может приводить к значительному изменению ее амплитуды .

На наш взгляд, проблема взаимодействия акустических волн с плазмой молекулярных газов при таких условиях исследована недостаточно полно, особенно при значительном энерговкладе. Большинство работ по этой тематике посвящено изучению распространения акустических волн в плазме инертных газов при сравнительно малых энерговкладах . В работе теоретически рассматривалось взаимодействие акустических волн с плазмой молекулярных газов в условиях, когда время колебательной релаксации много больше периода колебаний. В то же время при значительных энер-

говкладах в плазму, например, в воздухе, а также для низких частот порядка сотен Гц возможно обратное соотношение времени колебательной релаксации и периода колебаний. В свою очередь следует отметить, что у разных авторов по измерениям коэффициента усиления акустических колебаний в плазме азота и воздуха среди результатов имеются расхождения в несколько раз .

Одним из основных выводов о механизмах взаимодействия акустических колебаний с плазмой самостоятельного разряда, сделанным авторами цитируемых работ, является то, что главную роль, по-видимому, играет, так называемый, Рэлеевский механизм . Суть его состоит в том, что если в среде с тепловыделением мощность объемного источника тепла зависит от плотности среды, то в такой среде будут наблюдаться усиление или ослабление звуковой волны в зависимости от сдвига фаз между пространственными зависимостями плотности среды и тепловыделением в волне. При

этом, если электрическое поле в плазме и волновой вектор ортогональны, то волна будет ослабляться, если коллинеарны — то усиливаться . Нами рассмотрено взаимодействие плоской звуковой волны с неограниченной плазмой газового разряда в одномерной постановке. При этом исследован и случай молекулярных газов.

Вывод и решение уравнения распространения акустических колебаний в упругой среде с Рэлеевским механизмом тепловыделения

Будем полагать, что в отсутствии звуковой волны Рэлеевская среда представляет собой газ без объемных источников тепла, нагретый до некоторой температуры. Наличие звуковой волны приводит к неоднородности газа, что, в свою очередь, ведет к появлению тепловыделения. Пусть в единице объема газа выделяется мощность Q(х, t),

где х, t — координата и время соответственно. Предположим также, что данная мощность в явном виде зависит только от плотности газа р , что соответствует Рэлеевскому механизму влияния среды на акустическую волну. Используя нестационарную одномерную систему уравнений Эйлера, можно получить уравнение распространения звуковой волны в однородном газе с тепловыделением, зависящим от плотности:

д_

дt

д 2и

д и I , п 2 dg\

= (У — 1)аоР-т\ ар р

д 2и

(1)

дх2 ] ар р Ро дх2

скорость распространения возмущений

где а0

бесконечно малой амплитуды; и — массовая скорость, вдоль которой распространяется волна;

g = -Q; р0, Р0 — плотность и давление газа в

Р

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

отсутствии волны. Как видно, это уравнение третьего порядка, в отличие от обычного волнового уравнения второго порядка. При этом, как можно показать, при выполнении условия

ди

ді

(у — 1)а2 арі р=ро\іраі’

ёр

др

дх

(1а)

т.е. при малом тепловыделении, уравнение (1) эквивалентно

2 52и 52и

ди

0 дх2

ді2-(у- 1)Роар|р=ро

(2)

с точностью до величин первого порядка малости

йя |

по —- р=р . Введем пока произвольные парамет-

ры со0, k0, имеющие размерности с-1 и см-1, соответственно, и удовлетворяющие соотношению

<а0

—^ = а0. Тогда уравнение (1) можно переписать в

кп

‘»О

виде:

д \д2и д2и |= д2и

дт I дт»

ді2

ді2

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

(3)

где т = со0І; і = к0х — безразмерные время и координата, соответственно;

у -1 роо dg I

Ь = ■

р=ро

(4)

2 со0 йр’

Уравнение (3) в этих переменных имеет вид

д2и д2и ди

—г——————т = 2Ь-. (5)

дт дх дт

Отметим, что условие применимости уравнения (5) для гармонической волны можно переписать в ином виде:

>> 2у8 , (6)

• (г — 1)Ро йё\

где

yg =■

— частота

2п

нагрева .

Нетрудно убедиться непосредственной подстановкой, что частным решением уравнения (3) является:

и (х, t) = ехр, (7)

где .

Таким образом, достаточно найти решение для случая гармонической волны. Подставляя (7) в (5) и приравнивая мнимые и реальные части получившегося равенства к нулю, получим:

, имеем:

(8)

(9)

(10)

А

± ^1 + 3р2, Р= А + В

Ь +

Ь2 +

(11)

Аз

ь-д ь2 +

в =

Различные знаки у параметра р соответствуют волнам, бегущим в прямом и обратном направлениях, при этом знак величины . Как мы видели ранее, они верны только при выполнении неравенства (6). В общем же случае следует пользоваться формулами (11).

Можно показать, что решение уравнения (3), соответствующее системе (10), не имеет физического смысла.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Вычисление параметра Ь для плазмы воздуха и азота

Как следует из определения величины Ь , поставленная задача сводится к расчету величины

й? | 1 dQ

ар

р=ро

уро ар

, где Q — изменение коли-

р=ро

чества тепла, выделяющегося в единице объема плазмы за секунду из-за наличия звуковой волны.

Известно, что в плазме азота и воздуха в рассматриваемых условиях практически вся энергия электронов расходуется на возбуждение колебательных степеней свободы молекул азота, которые затем релаксируют по колебательным состояниям в результате V — Т процессов или на стенках, ограничивающих объем плазмы . В соответствии с этим предположим, что в некоторый момент времени т = 0 однородная плазма обладает

плотностью р0, в плазме существует стационарное распределение молекул азота по колебательным состояниям; энергия, накопленная в колеба-

и время V — Т

тельных состояниях, равна є

релаксации — т/Т0. Пусть при т > 0 плотность плазмы начинает меняться по некоторому закону р = р(т), что вызывает изменения мощности тепловыделения и времени V — Т релаксации т/Т (р). Тогда уравнение для энергии, накопленной

в колебательных состояниях , запишется в

виде

аєт.

ат

-+-

gн (р(т))

(р(т)—о

(13)

1’/т\г\»; а^0 ^0

Здесь ?н (р(т)) — объемная плотность мощности

закачки энергии в колебательные состояния моле-

кул азота в единицах р0а0 = уР0; е/Т измеряется также в этих единицах.

При этом очевидно, что искомое изменение

мощности тепловыделения ? и величина е/Т связаны соотношением:

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

£ =

‘УТ

‘УТ о

тъ

. (14)

‘ /Т ь /Т 0

Используя то, что в звуковой волне отклонения параметров газа от средних значений малы, получаем решение дифференциального уравнения

(13) с начальными условиями є

1 т ат’

УТ |т=0 єут о

єут(т ) = ехр \———1

О 0 тУТ

ЄУТ о +

І- т ехр (— £н( т )ат

оо

Юо о тУТ

(15)

При условии, что амплитуда звуковой волны такова, что выполняется неравенство

2п р- ро

<< 1,

(16)

с использованием малости амплитуды звуковой волны можно получить следующий результат:

ЄУТ ЄУТ о 1 атУТ

£(т) = -^ = — £н о

( р-ро ) + £н о ехр<

‘■ут о т

а р

х| (р- ро )ехр \ —— \ ат

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

а р

+■

£Н о а р

(17)

ут о ‘

Отсюда видно, что для молекул газа предположение о том, что функция ? (т) в явном виде зависит

Р=Рс

х

Р=Ро

Р=Ро

только от р(т), строго говоря, выполняется только в следующих случаях:

1) если (о0тУТ0 >> 1, тогда

1 атут

gр) * — £н о————-Т~

тут о ар

(р- ро):

р=ро

2) если

2п

>> 1 , то

ехр

— т

О4, УТо У

(18)

быстро

меняющаяся функция по сравнению с р- ро, и

g (р)

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

ар

(р- ро).

(19)

р=ро

В промежуточных случаях ?(т) зависит в явном виде не только от р(т), но и от т , и, таким образом, уравнение распространения звуковой волны будет содержать член, пропорциональный

д? (Р(т),т)

дт

Поскольку, как легко видеть,

р=const

функция ? (т), определяемая формулой (17), является монотонной функцией параметра (о0т/Т0,

то с достаточной степенью точности можно пользоваться любой интерполяционной формулой, которая в предельных случаях дает соотношения (18) и

д? дт

р-свт1

Далее при проведении конкретных расчетов будет предложен один из вариантов такой интерполяционной формулы.

Таким образом, с использованием полученных результатов (18) и (19), для параметра Ь в плазме воздуха и азота имеем:

Ь = — ^ р ?н 0 1 *

(19) и удовлетворяет равенству —

= о.

‘ УТ

и Ь =

2 —

у -1 ро

ар

при—отУТо >> 1

р=ро

2 — о ар

р=ро

при

2п

(19а) >> 1, (19б)

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

— отУТ о

соответственно.

Вычисление величин

УТО

»УТ о

ар

р=ро

ар

для плазмы воздуха и азота

р=ро

Физические причины изменения времени У — Т релаксации при изменении плотности состоят в том, что, во-первых, при увеличении плотности растет частота столкновений между молекулами, во-вторых, в сжатиях увеличивается температура, что из-за резкой зависимости тУТ от этой

величины приводит к еще большему ускорению V — Т процессов. Для вычисления величины

1 йт

1 кл Ьуг 0

———-= у запишем закон сохранения

тУТ 0 йр р=р0

энергии для газа с дополнительным тепловыделением (теплопоглощением) в виде:

= (у — 1)1+-^е, (20)

йр р С1/ю0р йр

где = -0н0у , Оно = у ?Н0Р0 .

йр

Как известно , случай колебательной релаксации молекул азота хорошо описывается формулой:

1 I В 0 1

г1/т К— ехр \ ,

р {Т /з 1

где В0 » 234,9 ; Т выражено в °К.

С учетом этого, используя соотношение (20), можно получить:

(у -1) В0

1 +

У =

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

ОТ/ 3

Л о

ро 1 __

BоQн

3То роСу—о

Теперь рассмотрим величину

ар

(21)

При

р=ро

давлениях газа в несколько десятков Торр и выше и характерных частотах со0 от нескольких десятков

кГц и ниже частоты энергетической релаксации электронов в плазме воздуха и частота ионизации много выше со0 . Поэтому за время сжатия в

звуковой волне успевают установиться стационарные значения электрического поля и концентрации электронов, соответствующие данной плотности нейтралов.

В силу этого, например, при рассмотрении случая, когда звуковая волна распространяется вдоль электрического поля, т.е. градиент плотности и электрическое поле коллинеарны, можно получить

ар

н о

р= ро

ро

ІЕ УР ро

(22)

В случае же, когда звуковая волна распространяется в направлении, перпендикулярном электрическому полю, то, как отмечается в , поле в силу потенциальности будет сохраняться, а плотность тока — уменьшаться. Таким образом, в этом случае

ар

р=ро

£Н0

ро

(22а)

т

н

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

н

и

Обсуждение полученных результатов и их сравнение с теоретическими и экспериментальными данными других авторов

Рассмотрим полученные результаты более подробно. Из первой формулы (11) следует, во-первых, что независимо от направления движения звуковой волны в плазме скорость распространения ее выше, чем в нейтральном газе, нагретом до той же температуры в р > 1 раз. Коэффициент

усиления (ослабления) волны с частотой со0, рассчитанный на единицу длины плазмы, связан с параметром :

К = — Ь ап

(24)

Эти формулы тождественно совпадают при выполнении неравенства (6) и дают разную зависимость от параметров плазмы в обратном случае. Например, коэффициент усиления (ослабления) К1 не зависит от частоты, в то время как величина К является растущей величиной со0. При этом

К1 > К при любом со0. Графики зависимости

а0К1 (ю0) и а0К(®0) при различных параметрах

% = Ьа0 приведены на рис. 1, 2. Зависимость

Рис.1. Зависимость величин а0К, а0К1 от круговой частоты звуковой волны при параметре % = 50 с 1.

К (®0) качественно совпадает с экспериментальными данными , полученными для случая взаимодействия стоячих акустических волн с плазмой аргона при давлениях в десятки Торр и частотах до 1кГц. Отсутствие некоторых данных эксперимента в цитированной работе не позволяет провести количественно сравнение, однако тенденция роста коэффициента усиления звука с увеличением частоты звука при распространении его вдоль направле-

аКЦХс1)

акцхс)

22С 2001— 180 16С 14С 12С 10С 8С / 6С ’ КСГ

% = 200 с-1

ттаю

Рис. 2. То же, что и на рис. 1, но при % = 200 с 1.

ния электрического поля, зарегистрированная экспериментально авторами , свидетельствует о качественном согласии нашей теории с этими экспериментальными данными.

Покажем результаты вычисления величины

ар

. Как видно из соотношений (18) и (19), при

р=ро

временах V — Т релаксации много меньших периода звуковых колебаний изменение тепловыделения в плазме происходит за счет изменения мощности накачки энергии в колебания из-за изменения плотности газа. При обратном соотношении за малый период звуковых колебаний колебательная энергия не успевает отреагировать на изменение мощности накачки, и изменение тепловыделения происходит за счет того, что изменяется время

Затем рассмотрим зависимость величин К

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

К

от параметра

У -1 ]Е

= ц в случае, ко-

2 УРа0

гда звук усиливается. Нетрудно видеть, что, как следует из формул (22) и (24), К1 линейно растет с увеличением этого параметра, что совпадает с результатами . Величина же К при малых ц растет также линейно, однако затем асимптотически стремится к К ~ .

Необходимо отметить еще одно важное обстоятельство. Как уже отмечалось, время колебательной релаксации тУТ в воздухе существенно

зависит от температуры газа. Поскольку при увеличении параметра ц растет энерговклад в плазму,

то увеличивается температура газа, что приводит при фиксированной частоте со0 к уменьшению параметра со0тУТ 0 и, в конечном счете, к смене механизма изменения тепловыделения в звуковой волне. Это обуславливает дополнительную зависимость величины К от параметра ц и, как мы увидим в дальнейшем, может при низких частотах

и

со0 приводить к немонотонной зависимости К(ц) . На рис. 3 представлены результаты расчета величин К (ц) для условий эксперимента работы —

У0 = 5 кГц , давление воздуха Р0 = 12,3 Торр и экспериментальные данные из этой же работы. Интерполяционная зависимость для параметра Ь при различных значениях со0тУТ0 выбиралась в виде

‘ ‘ = ‘ = (25)

где Ь,

определяются с использованием

формул (21) и (22) соответственно; 1 —

1 + // 234,91

1 + //

F2 =

А

/ =— ехр\ 25,89 -—

1/ Т /3

(25а)

(25б)

ц(м-1)

Рис. 3. Коэффициент усиления звуковой волны в плазме воздуха в условиях экспериментов работы ; кривая — расчет по разработанной теории, точки — результаты эксперимента.

Как видно из (25б), /1 пропорциональна величине 1

——-, здесь А0 — подгоночный параметр. В

асимптотических случаях ®0т(7Т0 ^ да и (о0т1Т0 ^ 0 (25) дает для Ь формулы (19а) и (19б) соответственно. Поскольку авторы приводят данные о температуре газа Т0 » 600° К лишь для

ц » 0,23, то мы аппроксимировали температуру формулой

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Т (0 К) = 300д/13,333ц +1,

при ц = 0,23, Т = 605° К , (26)

что соответствует зависимости решения уравнения теплопроводности для температуры в центре трубки от мощности объемных источников тепла в

предположении, что коэффициент теплопроводности пропорционален Т . Авторы работы расчеты коэффициентов ослабления звука проводили по формуле с точностью до обозначений, идентичной соотношению (24) и без учета механизма изменения энерговклада в молекулярных газах при росте температуры газа. В рамках этих допущений результаты эксперимента и расчеты авторов хорошо согласуются для инертных газов, когда величины параметра Ь малы и имеют значительные расхождения для воздуха. Как видно из данных рис. 3, построенная в настоящей работе теория позволяет хорошо описать данные эксперимента. В то же время в экспериментальной работе при следующих условиях: Р = 78 Торр, j — порядка немА

скольких единиц

см

, /0 = 170 Гц для тлеюще-

го разряда в азоте получено значение коэффициента усиления порядка 1,5 м 1 уже при параметре

ц порядка сотых м 1 (а не десятых м 1, как в работе и согласно расчетам настоящей работы). К сожалению, авторы не приводят данные эксперимента, которые не позволяют проанализировать причины столь большого расхождения экспериментальных результатов , расчетов по полученным формулам, и данных в работе .

На рис. 4 приведены зависимости величин К(ц) и К1(ц) для различных частот со0 < 5 кГц

и условий эксперимента работы . Как и следует из качественного анализа полученных формул, величина К снижается при уменьшении со0. Кроме того, из этих же данных можно видеть, что зависимость К (ц) при малых частотах является немонотонной, что связано, как уже отмечалось, со сменой механизма тепловыделения в звуковой волне.

К,(л) (м-1)

ц (м-)

Рис. 4. То же, что и на рис. 3, но в более широком диапазоне величины энерговклада и различных частотах звука.

Построенная теория не учитывает потерь тепла в плазме за счет теплопроводности на стенки, ограничивающие плазму. Как показывают исследо-

и

вания , учет этого явления приводит к незначительному уменьшению коэффициента усиления (ослабления) акустических волн в плазме.

Рассмотрим бесстеночный тлеющий разряд в воздухе (как наиболее перспективный в аэрокосмических приложениях) при значительных энерговкладах, а именно при следующих условиях: давление — от 10 до 100 Торр , плотность тока — от 5

до 100 мА / см2 . Для выполнения расчетов величины К необходимо знание температуры газа в области плазмы. Поскольку в настоящее время такие экспериментальные данные отсутствуют, то можно воспользоваться развитой в работе теорией, где, в частности, рассчитывалось радиальное распределение температуры газа в бесстеночном разряде в воздухе.

Оценки и измерения газовой температуры в плазме воздуха при давлениях в десятки Торр и

плотностях тока в десятки мА/см2 показывают

K (м’1)

температура в

Е В

, что при — * 10————-

Р см Торр

центре разряда превосходит величину порядка 15СС СК. Основываясь на данных о скорости процессов У — Т релаксации в воздухе, можно утверждать, что при частотах звука —0, меньших

нескольких десятков тысяч с отношение (19б).

выполняется со-

K (м»1) 0,8 0,7 0,6 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

j (мА/см2)

Рис. 5. Зависимость коэффициента усиления (ослабления) звука в бесстеночном разряде в воздухе от плотности тока.

На рис. 5 приведены зависимости коэффициента усиления (ослабления) звука от плотности тока при различных давлениях воздуха и частотах

звука. При этом для воздуха принималось у » 1,4 . Из этих данных видно, что при увеличении плотности тока величина К растет независимо от частоты звука. Это, очевидно, вызвано увеличением энерговклада в плазму. На рис. 6 приведены результаты расчетов зависимости К (Р) при различных плотностях тока. Видно, что величина коэффициента усиления (ослабления) в плазме слабо зависит от давления воздуха. Это объясняется тем,

1,0

0,9

0,8

0,7

0,6

0,5

0,4

0,З

0,2

v„=5 кГц

j=100i A/ci

j=20i A/ci

10 20 30 40 50

Р (Торр)

Рис. 6. Зависимость коэффициента усиления (ослабления) звука в безстеночном разряде в воздухе от давления.

что при данных условиях в плазме энерговклад с ростом давления увеличивается очень медленно, что связано с медленным ростом электрического поля при увеличении давления из-за уменьшения плотности нейтралов в результате значительного неоднородного разогрева . Скорость же звука в плазме растет с ростом давления, поскольку увеличивается температура газа. Как мы видели ранее, при увеличении скорости звука в плазме величина К падает. Указанные обстоятельства и приводят к незначительной зависимости величины К от давления.

Работа поддержана госконтрактом П585 на выполнение поисковых научно-исследовательских работ в рамках Федеральной целевой программы «Научные и научно-исследовательские кадры инновационной России» на 2009-2013 гг.

Литература

Ganguly B.N., Bletzinger P. and Garscadden A. Phys. Lett. A230 218 (1998).

2. Roth J.R., Sherman D.M. and Wilkinson S.P. AIAA J. 38. 1166 (2000).

4. Александров Н.Л., Напартович НП., Паль АФ.

Усиление звуковых волн в плазме газового разряда // Физика плазмы. 1990. Т.16.

Вып.7. С. 862-870.

5. Елецкий А.В., Степанов Е.В. Нелинейное усиление звуковой волны в неравновесном молекулярном газе // Химическая физика. 1989. Т. 8. № 9. С. 1247-1250.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

6. Галечан ГА., Мкртчан А.Р. Усиление акустических волн в плазме молекулярного газового разряда // Акустический журнал. 2002. Т. 48. № 3. С. 314-318.

7. Цендин Л.Д. Влияние разогрева электронов на акустическую неустойчивость плазмы в электрическом поле // ЖТФ. 1965. Т. 35. Вып.11. С. 1973-1977.

8. Soukhomlinov V.S., Sheverev VA and Otugen M.V. Evolution of a vortex in glow discharge plasma. Ph. Fl., 17, 058102, (2005).

9. Korn GA, Korn I.M. Mathematical handbook for scientists and engineers // MeGrow-Hill Book Comp. New-York, 1968. 831 p.

10. Hasegava V. Amplification of sound waves in partially ionized gases. J. of the Soc. Of Japan. Vol.37. No. 1. 1974. Р. 193-199.

11. Александров Н.Л., Высикайло Ф.И. и др. Теплофизика высоких температур, 1981. Т.19. №1. С. 22-27.

13. Галечян ГА., Диванян Э.Г., Мкртчян А.Р. Усиление звука в плазме // Акустический журнал. 1990. Т. 36. С. 364-366.

Плазма

У этого термина существуют и другие значения, см. Плазма (значения). Плазменная лампа, иллюстрирующая некоторые из наиболее сложных плазменных явлений, включая филаментацию. Свечение плазмы обусловлено переходом электронов из высокоэнергетического состояния в состояние с низкой энергией после рекомбинации с ионами. Этот процесс приводит к излучению со спектром, соответствующим возбуждаемому газу.

Пла́зма (от греч. πλάσμα «вылепленное, оформленное») — ионизированный газ, одно из четырёх классических агрегатных состояний вещества.

Ионизированный газ содержит свободные электроны и положительные и отрицательные ионы. В более широком смысле, плазма может состоять из любых заряженных частиц (например, кварк-глюонная плазма). Квазинейтральность означает, что суммарный заряд в любом малом по сравнению с размерами системы объёме равен нулю, является её ключевым отличием от других систем, содержащих заряженные частицы (например, электронные или ионные пучки). Поскольку при нагреве газа до достаточно высоких температур, он переходит в плазму, она называется четвёртым (после твёрдого, жидкого и газообразного) агрегатным состоянием вещества.

Поскольку частицы в газе обладают подвижностью, плазма обладает способностью проводить электрический ток. В стационарном случае плазма экранирует постоянное внешнее по отношению к ней электрическое поле за счёт пространственного разделения зарядов. Однако из-за наличия ненулевой температуры заряженных частиц существует минимальный масштаб, на расстояниях меньше которого квазинейтральность нарушается.

История открытия

Четвёртое состояние вещества было открыто У. Круксом в 1879 году и названо «плазмой» И. Ленгмюром в 1928 году. Ленгмюр писал:

Исключая пространство около электродов, где обнаруживается небольшое количество электронов, ионизированный газ содержит ионы и электроны практически в одинаковых количествах, в результате чего суммарный заряд системы очень мал. Мы используем термин «плазма», чтобы описать эту в целом электрически нейтральную область, состоящую из ионов и электронов.

Древние философы полагали, что мир состоит из четырёх стихий: земли, воды, воздуха и огня. Можно сказать, что это положение с учетом некоторых допущений укладывается в современное представление о четырёх агрегатных состояниях вещества, причём плазме соответствует огонь. Свойства плазмы изучает физика плазмы.

Виды

По сегодняшним представлениям, фазовым состоянием большей части барионного вещества (по массе ок. 99,9 %) во Вселенной является плазма. Все звёзды состоят из плазмы, и даже пространство между ними заполнено плазмой, хотя и очень разреженной (см. межзвёздное пространство). К примеру, планета Юпитер сосредоточила в себе практически всё вещество Солнечной системы, находящееся в «неплазменном» состоянии (жидком, твёрдом и газообразном). При этом масса Юпитера составляет всего лишь около 0,1 % массы Солнечной системы, а объём — и того меньше: всего 10−15 %. При этом мельчайшие частицы пыли, заполняющие космическое пространство и несущие на себе определённый электрический заряд, в совокупности могут быть рассмотрены как плазма, состоящая из сверхтяжёлых заряженных ионов (см. пылевая плазма).

Наиболее типичные формы плазмы
Искусственно созданная плазма

  • Вещество внутри люминесцентных (в том числе компактных) и неоновых ламп
  • Плазменные ракетные двигатели
  • Газоразрядная корона озонового генератора
  • Исследования управляемого термоядерного синтеза
  • Электрическая дуга в дуговой лампе и в дуговой сварке
  • Плазменная лампа (см. рисунок)
  • Дуговой разряд от трансформатора Теслы
  • Воздействие на вещество лазерным излучением
  • Светящаяся сфера ядерного взрыва
  • Мониторы и экраны телевизоров
Земная природная плазма

  • Молния
  • Огни святого Эльма
  • Ионосфера
  • Северное сияние
  • Пламя (низкотемпературная плазма)
Космическая и астрофизическая плазма

  • Солнце и другие звёзды (те, которые существуют за счёт термоядерных реакций)
  • Солнечный ветер
  • Космическое пространство (пространство между планетами, звёздами и галактиками)
  • Межзвёздные туманности

Свойства и параметры

Определение плазмы

Плазма — частично или полностью ионизированный газ, в котором плотности положительных и отрицательных зарядов практически одинаковы. Не всякую систему заряженных частиц можно назвать плазмой. Плазма обладает следующими свойствами:

  • Достаточная плотность: заряженные частицы должны находиться достаточно близко друг к другу, чтобы каждая из них взаимодействовала с целой системой близкорасположенных заряженных частиц. Условие считается выполненным, если число заряженных частиц в сфере влияния (сфера радиусом Дебая) достаточно для возникновения коллективных эффектов (подобные проявления — типичное свойство плазмы). Математически это условие можно выразить так:

r D 3 N ≫ 1 , {\displaystyle r_{D}^{3}N\gg 1,} где N {\displaystyle N} — концентрация заряженных частиц.

  • Приоритет внутренних взаимодействий: радиус дебаевского экранирования должен быть мал по сравнению с характерным размером плазмы. Этот критерий означает, что взаимодействия, происходящие внутри плазмы более значительны по сравнению с эффектами на её поверхности, которыми можно пренебречь. Если это условие соблюдено, плазму можно считать квазинейтральной. Математически оно выглядит так:

r D L ≪ 1. {\displaystyle {r_{D} \over L}\ll 1.}

  • Плазменная частота: среднее время между столкновениями частиц должно быть велико по сравнению с периодом плазменных колебаний. Эти колебания вызываются действием на заряд электрического поля, возникающего из-за нарушения квазинейтральности плазмы. Это поле стремится восстановить нарушенное равновесие. Возвращаясь в положение равновесия, заряд проходит по инерции это положение, что опять приводит к появлению сильного возвращающего поля, возникают типичные механические колебания. Когда данное условие соблюдено, электродинамические свойства плазмы преобладают над молекулярно-кинетическими. На языке математики это условие имеет вид:

τ ω p l ≫ 1. {\displaystyle \tau \omega _{pl}\gg 1.}

Классификация

Плазма обычно разделяется на идеальную и неидеальную, низкотемпературную и высокотемпературную, равновесную и неравновесную, при этом довольно часто холодная плазма бывает неравновесной, а горячая равновесной.

Температура

Плазму делят на низкотемпературную (температура меньше миллиона K) и высокотемпературную (температура миллион K и выше). Такое деление обусловлено важностью высокотемпературной плазмы в проблеме осуществления управляемого термоядерного синтеза. Разные вещества переходят в состояние плазмы при разной температуре, что объясняется строением внешних электронных оболочек атомов вещества: чем легче атом отдает электрон, тем ниже температура перехода в плазменное состояние.

В неравновесной плазме электронная температура существенно превышает температуру ионов. Это происходит из-за различия в массах иона и электрона, которое затрудняет процесс обмена энергией. Такая ситуация встречается в газовых разрядах, когда ионы имеют температуру около сотен, а электроны около десятков тысяч K.

В равновесной плазме обе температуры равны. Поскольку для осуществления процесса ионизации необходимы температуры, сравнимые с потенциалом ионизации, равновесная плазма обычно является горячей (с температурой больше нескольких тысяч K).

Степень и кратность ионизации

Для того, чтобы газ перешёл в состояние плазмы, его необходимо ионизировать. Степень ионизации пропорциональна числу атомов, отдавших или поглотивших электроны, и больше всего зависит от температуры. Даже слабо ионизированный газ, в котором менее 1 % частиц находятся в ионизированном состоянии, может проявлять некоторые типичные свойства плазмы (взаимодействие с внешним электромагнитным полем и высокая электропроводность). Степень ионизации α определяется как α = ni /(ni + na), где ni — концентрация ионов, а na — концентрация нейтральных атомов. Концентрация свободных электронов в незаряженной плазме ne определяется очевидным соотношением: ne=<Z>ni, где <Z> — среднее значение заряда ионов плазмы, или кратность ионизации плазмы. Очевидно, что максимальное значение α равно 1 (или 100 %), такую плазму называют полностью ионизованной.

Для низкотемпературной плазмы характерна малая степень ионизации (до 1 %). Так как такие плазмы довольно часто употребляются в технологических процессах, их иногда называют технологичными плазмами. Чаще всего их создают при помощи электрических полей, ускоряющих электроны, которые в свою очередь ионизируют атомы. Электрические поля вводятся в газ посредством индуктивной или емкостной связи (см. индуктивно-связанная плазма). Типичные применения низкотемпературной плазмы включают плазменную модификацию свойств поверхности (алмазные плёнки, нитридирование металлов, изменение смачиваемости), плазменное травление поверхностей (полупроводниковая промышленность), очистку газов и жидкостей (озонирование воды и сжигание частичек сажи в дизельных двигателях).

Горячая плазма почти всегда полностью ионизирована (степень ионизации ~100 %). Обычно именно она понимается под «четвёртым агрегатным состоянием вещества». Примером может служить Солнце.

Концентрация частиц в плазме

Помимо температуры, которая имеет фундаментальную важность для самого существования плазмы, вторым наиболее важным свойством плазмы является концентрация заряженных частиц. Словосочетание концентрация плазмы обычно обозначает концентрация электронов, то есть число свободных электронов в единице объёма. В квазинейтральной плазме концентрация ионов связана с ней посредством среднего зарядового числа ионов ⟨ Z ⟩ {\displaystyle \langle Z\rangle } : n e = ⟨ Z ⟩ n i {\displaystyle n_{e}=\langle Z\rangle n_{i}} . Следующей важной величиной является концентрация нейтральных атомов n 0 {\displaystyle n_{0}} . В горячей плазме n 0 {\displaystyle n_{0}} мала, но может тем не менее быть важной для физики процессов в плазме. При рассмотрении процессов в плотной, неидеальной плазме характерным параметром концентрации становится r s {\displaystyle r_{s}} , который определяется как отношение среднего межчастичного расстояния к радиусу Бора.

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 ( n e = ⟨ Z ⟩ n i {\displaystyle n_{e}=\langle Z\rangle n_{i}} ). 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 счёт кулоновского отталкивания.

Отличия от газообразного состояния

Плазму часто называют четвёртым состоянием вещества. Она отличается от трёх менее энергетичных агрегатных состояний материи, хотя и похожа на газовую фазу тем, что не имеет определённой формы или объёма. До сих пор идёт обсуждение того, является ли плазма отдельным агрегатным состоянием, или же просто горячим газом. Большинство физиков считает, что плазма является чем-то большим, чем газ по причине следующих различий:

Свойство Газ Плазма
Электрическая проводимость Крайне мала
К примеру, воздух является превосходным изолятором до тех пор, пока не переходит в плазменное состояние под действием внешнего электрического поля напряженностью в 30 киловольт на сантиметр.
Очень высока

  1. Несмотря на то, что при протекании тока возникает хотя и малое, но тем не менее конечное падение потенциала, во многих случаях электрическое поле в плазме можно считать равным нулю. Градиенты плотности, связанные с наличием электрического поля, могут быть выражены через распределение Больцмана.
  2. Возможность проводить токи делает плазму сильно подверженной влиянию магнитного поля, что приводит к возникновению таких явлений как филаментирование, появление слоёв и струй.
  3. Типичным является наличие коллективных эффектов, так как электрические и магнитные силы являются дальнодействующими и гораздо сильнее, чем гравитационные.
Число сортов частиц Один
Газы состоят из подобных друг другу частиц, которые находятся в тепловом движении, а также движутся под действием гравитации, а друг с другом взаимодействуют только на сравнительно небольших расстояниях.
Два, или три, или более
Электроны, ионы и нейтральные частицы различаются знаком эл. заряда и могут вести себя независимо друг от друга — иметь разные скорости и даже температуры, что служит причиной появления новых явлений, например волн и неустойчивостей.
Распределение по скоростям Максвелловское
Столкновения частиц друг с другом приводит к максвелловскому распределению скоростей, согласно которому очень малая часть молекул газа имеют относительно большие скорости движения.
Может быть немаксвелловское

Электрические поля имеют другое влияние на скорости частиц чем столкновения, которые всегда ведут к максвеллизации распределения по скоростям. Зависимость сечения кулоновских столкновений от скорости может усиливать это различие, приводя к таким эффектам, как двухтемпературные распределения и убегающие электроны.

Тип взаимодействий Бинарные
Как правило двухчастичные столкновения, трёхчастичные крайне редки.
Коллективные
Каждая частица взаимодействует сразу со многими. Эти коллективные взаимодействия имеют гораздо большее влияние чем двухчастичные.

Сложные плазменные явления

Хотя основные уравнения, описывающие состояния плазмы, относительно просты, в некоторых ситуациях они не могут адекватно отражать поведение реальной плазмы: возникновение таких эффектов — типичное свойство сложных систем, если использовать для их описания простые модели. Наиболее сильное различие между реальным состоянием плазмы и её математическим описанием наблюдается в так называемых пограничных зонах, где плазма переходит из одного физического состояния в другое (например, из состояния с низкой степенью ионизации в высокоионизационное). Здесь плазма не может быть описана с использованием простых гладких математических функций или с применением вероятностного подхода. Такие эффекты как спонтанное изменение формы плазмы являются следствием сложности взаимодействия заряженных частиц, из которых состоит плазма. Подобные явления интересны тем, что проявляются резко и не являются устойчивыми. Многие из них были изначально изучены в лабораториях, а затем были обнаружены во Вселенной.

Математическое описание

Плазму можно описывать на различных уровнях детализации. Обычно плазма описывается отдельно от электромагнитных полей. Совместное описание проводящей жидкости и электромагнитных полей даётся в теории магнитогидродинамических явлений или МГД теории.

Флюидная (жидкостная) модель

Во флюидной модели электроны описываются в терминах плотности, температуры и средней скорости. В основе модели лежат: уравнение баланса для плотности, уравнение сохранения импульса, уравнение баланса энергии электронов. В двухжидкостной модели таким же образом рассматриваются ионы.

Кинетическое описание

Иногда жидкостная модель оказывается недостаточной для описания плазмы. Более подробное описание даёт кинетическая модель, в которой плазма описывается в терминах функции распределения электронов по координатам и импульсам. В основе модели лежит уравнение Больцмана. Уравнение Больцмана неприменимо для описания плазмы заряженных частиц с кулоновским взаимодействием вследствие дальнодействующего характера кулоновских сил. Поэтому для описания плазмы с кулоновским взаимодействием используется уравнение Власова с самосогласованным электромагнитным полем, созданным заряженными частицами плазмы. Кинетическое описание необходимо применять в случае отсутствия термодинамического равновесия либо в случае присутствия сильных неоднородностей плазмы.

Particle-In-Cell (частица в ячейке)

Модели Particle-In-Cell используются для численного решения кинетических уравнений. Они включают в себя кинетическую информацию путём слежения за траекториями большого числа отдельных квазичастиц, каждая из которых отвечает некоторому числу реальных частиц (интегралу от функции распределения по ограниченной в фазовом пространстве области). Плотности электрического заряда и тока определяются путём суммирования заряда и квазичастиц в ячейках, которые малы по сравнению с рассматриваемой задачей, но, тем не менее, содержат большое число квазичастиц. Электрическое и магнитное поля находятся из плотностей зарядов и токов на границах ячеек. Не стоит путать модели PIC с прямым интегрированием уравнений движения реальных частиц, из которых состоит плазма — электронов и ионов — поскольку общее число квазичастиц в PIC-моделях, как правило, на много порядков меньше.

Базовые характеристики

Все величины даны в Гауссовых СГС единицах за исключением температуры, которая дана в eV и массы ионов, которая дана в единицах массы протона μ = m i / m p {\displaystyle \mu =m_{i}/m_{p}} ; Z — зарядовое число; k — постоянная Больцмана; К — длина волны; γ — адиабатический индекс; ln Λ — Кулоновский логарифм.

Частоты

  • Ларморова частота электрона, угловая частота кругового движения электрона в плоскости перпендикулярной магнитному полю:

ω c e = e B / m e c = 1.76 × 10 7 B rad/s . {\displaystyle \omega _{ce}=eB/m_{e}c=1.76\times 10^{7}B{\mbox{rad/s}}.}

  • Ларморова частота иона, угловая частота кругового движения иона в плоскости перпендикулярной магнитному полю:

ω c i = e B / m i c = 9.58 × 10 3 Z μ − 1 B rad/s . {\displaystyle \omega _{ci}=eB/m_{i}c=9.58\times 10^{3}Z\mu ^{-1}B{\mbox{rad/s}}.}

  • Плазменная частота (частота плазменных колебаний), частота с которой электроны колеблются около положения равновесия, будучи смещёнными относительно ионов:

ω p e = ( 4 π n e e 2 / m e ) 1 / 2 = 5.64 × 10 4 n e 1 / 2 rad/s . {\displaystyle \omega _{pe}=(4\pi n_{e}e^{2}/m_{e})^{1/2}=5.64\times 10^{4}n_{e}^{1/2}{\mbox{rad/s}}.}

  • Ионная плазменная частота:

ω p i = ( 4 π n i Z 2 e 2 / m i ) 1 / 2 = 1.32 × 10 3 Z μ − 1 / 2 n i 1 / 2 rad/s . {\displaystyle \omega _{pi}=(4\pi n_{i}Z^{2}e^{2}/m_{i})^{1/2}=1.32\times 10^{3}Z\mu ^{-1/2}n_{i}^{1/2}{\mbox{rad/s}}.}

  • Частота столкновений электронов

ν e = 2.91 × 10 − 6 n e ln ⁡ Λ T e − 3 / 2 s − 1 . {\displaystyle \nu _{e}=2.91\times 10^{-6}n_{e}\,\ln \Lambda \,T_{e}^{-3/2}{\mbox{s}}^{-1}.}

  • Частота столкновений ионов

ν i = 4.80 × 10 − 8 Z 4 μ − 1 / 2 n i ln ⁡ Λ T i − 3 / 2 s − 1 . {\displaystyle \nu _{i}=4.80\times 10^{-8}Z^{4}\mu ^{-1/2}n_{i}\,\ln \Lambda \,T_{i}^{-3/2}{\mbox{s}}^{-1}.}

Длины

  • Де-Бройлева длина волны электрона, длина волны электрона в квантовой механике:

λ − = ℏ / ( m e k T e ) 1 / 2 = 2.76 × 10 − 8 T e − 1 / 2 cm . {\displaystyle \lambda \!\!\!\!-=\hbar /(m_{e}kT_{e})^{1/2}=2.76\times 10^{-8}\,T_{e}^{-1/2}\,{\mbox{cm}}.}

  • Минимальное расстояние сближения в классическом случае, минимальное расстояние на которое могут сблизиться две заряженных частицы при лобовом столкновении и начальной скорости, соответствующей температуре частиц, в пренебрежении квантово-механическими эффектами:

e 2 / k T = 1.44 × 10 − 7 T − 1 cm . {\displaystyle e^{2}/kT=1.44\times 10^{-7}\,T^{-1}\,{\mbox{cm}}.}

  • Гиромагнитный радиус электрона, радиус кругового движения электрона в плоскости перпендикулярной магнитному полю:

r e = v T e / ω c e = 2.38 T e 1 / 2 B − 1 cm . {\displaystyle r_{e}=v_{Te}/\omega _{ce}=2.38\,T_{e}^{1/2}B^{-1}\,{\mbox{cm}}.}

  • Гиромагнитный радиус иона, радиус кругового движения иона в плоскости перпендикулярной магнитному полю:

r i = v T i / ω c i = 1.02 × 10 2 μ 1 / 2 Z − 1 T i 1 / 2 B − 1 cm . {\displaystyle r_{i}=v_{Ti}/\omega _{ci}=1.02\times 10^{2}\,\mu ^{1/2}Z^{-1}T_{i}^{1/2}B^{-1}\,{\mbox{cm}}.}

  • Размер скин-слоя плазмы, расстояние на которое электромагнитные волны могут проникать в плазму:

c / ω p e = 5.31 × 10 5 n e − 1 / 2 cm . {\displaystyle c/\omega _{pe}=5.31\times 10^{5}\,n_{e}^{-1/2}\,{\mbox{cm}}.}

  • Радиус Дебая (длина Дебая), расстояние на котором электрические поля экранируются за счёт перераспределения электронов:

λ D = ( k T / 4 π n e 2 ) 1 / 2 = 7.43 × 10 2 T 1 / 2 n − 1 / 2 cm . {\displaystyle \lambda _{D}=(kT/4\pi ne^{2})^{1/2}=7.43\times 10^{2}\,T^{1/2}n^{-1/2}\,{\mbox{cm}}.}

Скорости

  • Тепловая скорость электрона, формула для оценки скорости электронов при распределении Максвелла. Средняя скорость, наиболее вероятная скорость и среднеквадратичная скорость отличаются от этого выражения лишь множителями порядка единицы:

v T e = ( k T e / m e ) 1 / 2 = 4.19 × 10 7 T e 1 / 2 cm/s . {\displaystyle v_{Te}=(kT_{e}/m_{e})^{1/2}=4.19\times 10^{7}\,T_{e}^{1/2}\,{\mbox{cm/s}}.}

  • Тепловая скорость иона, формула для оценки скорости ионов при распределении Максвелла:

v T i = ( k T i / m i ) 1 / 2 = 9.79 × 10 5 μ − 1 / 2 T i 1 / 2 cm/s . {\displaystyle v_{Ti}=(kT_{i}/m_{i})^{1/2}=9.79\times 10^{5}\,\mu ^{-1/2}T_{i}^{1/2}\,{\mbox{cm/s}}.}

  • Скорость ионного звука, скорость продольных ионно-звуковых волн:

c s = ( γ Z k T e / m i ) 1 / 2 = 9.79 × 10 5 ( γ Z T e / μ ) 1 / 2 cm/s . {\displaystyle c_{s}=(\gamma ZkT_{e}/m_{i})^{1/2}=9.79\times 10^{5}\,(\gamma ZT_{e}/\mu )^{1/2}\,{\mbox{cm/s}}.}

  • Альфвеновская скорость, скорость Альфвеновских волн:

v A = B / ( 4 π n i m i ) 1 / 2 = 2.18 × 10 11 μ − 1 / 2 n i − 1 / 2 B cm/s . {\displaystyle v_{A}=B/(4\pi n_{i}m_{i})^{1/2}=2.18\times 10^{11}\,\mu ^{-1/2}n_{i}^{-1/2}B\,{\mbox{cm/s}}.}

Безразмерные величины

  • Квадратный корень из отношения масс электрона и протона:

( m e / m p ) 1 / 2 = 2.33 × 10 − 2 = 1 / 42.9. {\displaystyle (m_{e}/m_{p})^{1/2}=2.33\times 10^{-2}=1/42.9.}

  • Число частиц в сфере Дебая:

( 4 π / 3 ) n λ D 3 = 1.72 × 10 9 T 3 / 2 n − 1 / 2 . {\displaystyle (4\pi /3)n\lambda _{D}^{3}=1.72\times 10^{9}\,T^{3/2}n^{-1/2}.}

  • Отношение Альфвеновской скорости к скорости света

v A / c = 7.28 μ − 1 / 2 n i − 1 / 2 B . {\displaystyle v_{A}/c=7.28\,\mu ^{-1/2}n_{i}^{-1/2}B.}

  • Отношение плазменной и ларморовской частот для электрона

ω p e / ω c e = 3.21 × 10 − 3 n e 1 / 2 B − 1 . {\displaystyle \omega _{pe}/\omega _{ce}=3.21\times 10^{-3}\,n_{e}^{1/2}B^{-1}.}

  • Отношение плазменной и ларморовской частот для иона

ω p i / ω c i = 0.137 μ 1 / 2 n i 1 / 2 B − 1 . {\displaystyle \omega _{pi}/\omega _{ci}=0.137\,\mu ^{1/2}n_{i}^{1/2}B^{-1}.}

  • Отношение тепловой и магнитной энергий

β = 8 π n k T / B 2 = 4.03 × 10 − 11 n T B − 2 . {\displaystyle \beta =8\pi nkT/B^{2}=4.03\times 10^{-11}\,nTB^{-2}.}

  • Отношение магнитной энергии к энергии покоя ионов

B 2 / 8 π n i m i c 2 = 26.5 μ − 1 n i − 1 B 2 . {\displaystyle B^{2}/8\pi n_{i}m_{i}c^{2}=26.5\,\mu ^{-1}n_{i}^{-1}B^{2}.}

Прочее

  • Бомовский коэффициент диффузии

D B = ( c k T / 16 e B ) = 5.4 × 10 2 T B − 1 cm 2 / s . {\displaystyle D_{B}=(ckT/16eB)=5.4\times 10^{2}\,TB^{-1}\,{\mbox{cm}}^{2}/{\mbox{s}}.}

  • Поперечное сопротивление Спитцера

η ⊥ = 1.15 × 10 − 14 Z ln ⁡ Λ T − 3 / 2 s = 1.03 × 10 − 2 Z ln ⁡ Λ T − 3 / 2 Ω cm . {\displaystyle \eta _{\perp }=1.15\times 10^{-14}\,Z\,\ln \Lambda \,T^{-3/2}\,{\mbox{s}}=1.03\times 10^{-2}\,Z\,\ln \Lambda \,T^{-3/2}\,\Omega \,{\mbox{cm}}.}

Современные исследования

  • Теория плазмы
    • Проблема устойчивости плазмы
    • Взаимодействие плазмы с волнами и пучками
    • диффузия, проводимость и другие кинетические явления в плазме
    • Адиабатические инварианты
    • Слой Дебая
    • Кулоновские столкновения
    • типы разрядов
      • тлеющий разряд
      • искровой разряд
      • коронный разряд
      • дуговой разряд
    • магнитогидродинамика
  • Плазма в природе
    • Ионосфера Земли
    • Плазма в космосе, напр. плазмосфера Земли (внутренняя часть магнитосферы)
  • Источники плазмы
  • Диагностика плазмы
    • Томсоновское рассеяние
    • Зонды Ленгмюра
    • Спектроскопия
    • Интерферометрия
    • Ионосферный нагрев
  • Применения плазмы
    • МГД генератор
    • магнетронное распыление
    • плазменная антенна
    • плазма для атомизации и ионизации проб в спектроскопических методах
    • Термоядерный синтез
      • Удержание в магнитных ловушках — токамак, стелларатор, обратный пинч, пробкотрон
      • Инерционный термоядерный синтез
    • Ускорители
      • Кильватерное ускорение
    • Промышленные плазмы
      • плазмохимия
      • плазменная обработка
      • плазменные дисплеи

> См. также

  • Термодинамика
  • Токамак
  • Плазмоподобная среда
  • Плазменная линза
  1. Langmuir I. Oscillations in ionized gases / I. Langmuir // Proceedings of the National Academy of Sciences. — 1928. — Т. 14. — № 8. — С. 627—637.
  2. Владимир Жданов. Плазма в космосе. Кругосвет. Дата обращения 21 февраля 2009. Архивировано 22 августа 2011 года.
  3. IPPEX Glossary of Fusion Terms (недоступная ссылка). Дата обращения 5 марта 2009. Архивировано 8 марта 2008 года.
  4. Физический энциклопедический словарь. Гл. ред. А. М. Прохоров. Ред. кол. Д. М. Алексеев, А. М. Бонч-Бруевич, А. С. Боровик-Романов и др. М.: Сов. Энциклопедия, 1984. — с. 536
  5. R. O. Dendy, Plasma Dynamics.
  6. Hillary Walter, Michelle Cooper, Illustrated Dictionary of Physics
  7. Daniel Hastings, Henry Garrett, Spacecraft-Environment Interactions
  8. Владимир Жданов. Плазменные колебания (недоступная ссылка). Кругосвет. Дата обращения 21 февраля 2009. Архивировано 23 августа 2011 года.
  9. Плазма — статья из Большой советской энциклопедии.
  10. Hong, Alice Dielectric Strength of Air. The Physics Factbook (2000). Дата обращения 5 марта 2009. Архивировано 23 августа 2011 года.
  • Франк-Каменецкий Д. А. Лекции по физике плазмы. — М.: Атомиздат, 1968. — 285 с. — 21 500 экз.
  • Арцимович Л. А., Сагдеев Р. З. Физика плазмы для физиков. — М.: Атомиздат, 1979. — 320 с.
  • Лекции кафедры физики плазмы Новосибирского государственного университета
  • Статья Плазма в Физической энциклопедии
  • Специализированная библиотека по физике плазмы и ионно-плазменным технологиям на веб-портале Plasmaport
  • О плазме в Киножурнале «Хочу всё знать» на YouTube
  • плазменные антенны

> Плазма, свойства, виды, получение и применение

Плазма, свойства, виды, получение и применение.

Плазма – это четвертое агрегатное состояние вещества, образуемое сильно нагретым ионизированным газом, состоящим из электронов и ионов.

Плазма, определение, понятие, характеристики

Наиболее типичные формы плазмы. Виды плазмы. Классификация плазмы

Свойства плазмы. Условия – критерии признания плазмой система с заряженными частицами. Параметры плазмы

Отличие плазмы от газа

Получение (создание) и применение плазмы


Плазма, определение, понятие, характеристики:

Плазма (от греч. πλάσμα «вылепленное», «оформленное») – это четвертое агрегатное состояние вещества, образуемое сильно нагретым ионизированным газом, состоящим из электронов и ионов. В ее состав могут входить не только ионы и электроны, но и атомы, молекулы и любые другие заряженные частицы с положительными и отрицательными зарядами (например, кварк-глюонная плазма). Причем количество положительно и отрицательно заряженных частиц примерно одинаково. Они движутся коллективно, а не попарно, как в классическом газе, существенно увеличивая проводимость вещества и его зависимость от электромагнитных полей. Сама же по себе плазма квазинейтральна – сумма заряда его любого объема максимально приближено к нулю.

Плазма, которая содержит электроны и положительные ионы, называют электронно-ионной плазмой. Если в плазме рядом с заряженными частицами имеются и нейтральные молекулы, то ее называют частично ионизированной. Плазма, состоящая только из заряженных частиц, называется полностью ионизированной.

Чтобы система с заряженными частицами стала плазмой, им требуется расположиться на минимальном расстоянии друг от друга и взаимодействовать между собой. Когда такие эффекты становятся коллективными и их достаточно много, наступает требуемое состояние. Для него (такого состояния) характерна температура от 8000 градусов Кельвина. Из-за постоянного движения частиц плазма становится отличным проводником электрического тока. А используя магнитные поля можно сконцентрировать ее в струю и контролировать дальнейшее движение.

В земных условиях плазменное состояние вещества довольно редко и необычно. Но в масштабах всей Вселенной плазма – наиболее распространенное агрегатное состояние вещества. Из нее состоят Солнце, звезды, верхние слои атмосферы и радиационные пояса Земли. Северные сияния также являются результатом процессов, происходящих в плазме.


Наиболее типичные формы плазмы:

Наиболее типичные формы плазмы представлены ниже в таблице:

Искусственно созданная плазма: Земная природная плазма: Космическая и астрофизическая плазма:
– плазменная панель (телевизор, монитор),

– вещество внутри люминесцентных (в том числе компактных) и неоновых ламп,

– плазменные ракетные двигатели,

– газоразрядная корона озонового генератора,

– управляемый термоядерный синтез,

– электрическая дуга в дуговой лампе и в дуговой сварке,

– плазменная лампа,

– дуговой разряд от трансформатора Теслы,

– воздействие на вещество лазерным излучением

Яркая сфера ядерного взрыва

– молния,

– огни святого Эльма,

– ионосфера,

– языки пламени (низкотемпературная плазма)

– солнце и другие звезды (те, которые существуют за счет термоядерных реакций),

– солнечный ветер,

– космическое пространство (пространство между планетами, звездами и галактиками),

– межзвездные туманности

Виды плазмы. Классификация плазмы:

Плазма может быть:

– искусственной и естественной.

Примеры естественной плазмы: планетарная туманность, межпланетная плазма, ионосфера Земли, хромосфера Солнца и звезд, солнечный протуберанец, солнечная спикула, солнечный ветер, солнечная корона, фотосфера Солнца и звезд, хромосферная вспышка, молния.

– высокотемпературной (температура миллион градусов Kельвина и выше) и низкотемпературной (температура меньше миллиона градусов Kельвина).

У низкотемпературной плазмы средняя энергия электронов меньше характерного потенциала ионизации атома (<10 эВ). Она (низкотемпературная плазма), как правило, представляет собой частично ионизированный газ, т. е. число нейтральных атомов и молекул значительно превышает число заряженных частиц – электронов и ионов. Для низкотемпературной плазмы характерна малая степень ионизации – до 1 %.

Если в низкотемпературной плазме содержится много макроскопических твердых частичек (размером от долей до сотен микрометров) с большим электрическим зарядом, которые либо самопроизвольно образуются в плазме в результате различных процессов, либо вводятся в плазму извне, то она называется пылевой плазмой. Пылевая плазма является частным случаем низкотемпературной плазмы.

Низкотемпературную плазму называют еще технологичной плазмой, так как она внедряется в технологические процессы. Такой плазмой травят и модифицируют свойства поверхностей (создавая алмазные пленки, нитридируя металлы, меняя смачиваемость), очищают газы и жидкости.

Низкотемпературная плазма в соответствии с физическими свойствами может быть стационарной, нестационарной, квазистационарной, равновесной, неравновесной, идеальной, неидеальной.

Примеры низкотемпературной плазмы и ее источники: пламя, искра, различные виды лазеров, катодный взрыв, катодное пятно, катодный факел, плазмотрон, плазменная горелка, фоторезонансная плазма, термоэмиссионный преобразователь, МГД-генератор.

Высокотемпературная плазма также называется еще горячей плазмой. Горячая плазма почти всегда полностью ионизирована (степень ионизации ~100 %).

Вещество в состоянии высокотемпературной плазмы имеет высокую ионизацию и электропроводность, что позволяет использовать ее в управляемом термоядерном синтезе.

– полностью ионизированной и частично ионизированной.

Отношение числа ионизованных атомов к полному их числу в единице объёма называют степенью ионизации плазмы. Степень ионизации плазмы в большой степени обуславливает её свойства, в том числе электрические и электромагнитные.

Степень ионизации определяется по следующей формуле:

α = ni / (ni + na),

где α – степень ионизации, ni – концентрация ионов, а na – концентрация нейтральных атомов.

Очевидно, что максимальное значение α равно 1 (или 100 %). Плазму со степенью ионизации 1 (или 100 %) называют полностью ионизованной плазмой.

Субстанции со степенью ионизации менее 1 (или менее 100 %), называют частично ионизированной плазмой;

– идеальной и неидеальной. Данные виды характерны только для низкотемпературной плазмы.

Когда в условной сфере собирается возможный максимум взаимодействующих частиц, плазма становится идеальной. Если же диссипативные процессы имеют место, идеальность нарушается.

Так, если в сфере радиуса Дебая (rD) находится много заряженных частиц и для нее выполняется условие: N ≈ 4π·n·r3D / 3 ≫1, плазма называется идеальной плазмой,

где rD – радиус Дебая, n – концентрация всех частиц плазмы, N – параметр идеальности.

При N ⩽ 1 говорят о неидеальной плазме.

В идеальной плазме потенциальная энергия взаимодействия частиц мала по сравнению с их тепловой энергией;

– равновесной и неравновесной. Данные виды характерны только для низкотемпературной плазмы.

Равновесной плазмой называется низкотемпературная плазма, если её компоненты находятся в состоянии термодинамического равновесия, т. е. температура электронов, ионов и нейтральных частиц совпадает. Равновесная плазма обычно имеет температуру больше нескольких тысяч градусов Kельвина.

Примерами равновесной плазмы могут быть ионосфера Земли, пламя, угольная дуга, плазменная горелка, молния, оптический разряд, фотосфера Солнца, МГД-генератор, термоэмиссионный преобразователь.

В неравновесной плазме температура электронов существенно превышает температуру других компонентов. Это происходит из-за различия в массах нейтральных частиц, ионов и электронов, которое затрудняет процесс обмена энергией.

Плазменные субстанции, создаваемые искусственным путем, изначально не имеют термодинамического равновесия. Равновесие появляется лишь при существенном разогреве вещества, а значит увеличении количества хаотических столкновений частиц друг с другом, что возможно лишь при уменьшении переносимой ими энергии;

– стационарной, нестационарной и квазистационарной. Данные виды характерны только для низкотемпературной плазмы.

Стационарная низкотемпературная плазма обладает большим временем жизни по сравнению с временами релаксации в ней. Нестационарная (импульсная) низкотемпературная плазма живёт ограниченное время, определяемое как временем установления равновесия в плазме, так и внешними условиями. Низкотемпературная плазма, время жизни которой превышает характерное время переходных процессов, называется квазистационарной плазмой. Примером квазистационарной плазмы является газоразрядная плазма;

– классической и вырожденной. Классической плазмой, называют такую, где расстояние между частицами много больше длины де-Бройля. В такой плазме частицы можно рассматривать как точечные заряды.

Вырожденная плазма – плазма, в которой сравнима длина де-Бройля с расстоянием между частицами. В такой плазме необходимо учитывать квантовые эффекты взаимодействия между частицами;

– однокомпонентной и многокомпонентной (в зависимости от наполняемых ее ионов);

– кварк-глюонной. Кварк-глюонная плазма – андронная среда с перемешанными цветными зарядами (кварками, антикварками и глюонами), образуется, когда сталкиваются тяжелые ультрарелятивистские частицы в среде с высокой энергетической плотностью;

– криогенной. Криогенная плазма – это плаз­ма, ох­ла­ж­дён­ная до низ­ких (крио­ген­ных) тем­пе­ра­тур. Например, путем погружения в ванну с жидким азотом или гелием;

– газоразрядной. Газоразрядная плазма – плазма, возникающая при газовом разряде;

– плазмой твердых тел. Плазму твердых тел формируют электроны и дырки полупроводников при компенсации их зарядов ионами кристаллических решеток;

– лазерной. Лазерная плазма возникает от оптического пробоя, создаваемого мощным лазерным излучением при облучении вещества.

Существуют и другие подвиды плазменной субстанции.

Свойства плазмы:

Основное свойство плазменной субстанции заключается в ее высокой электрической проводимости, существенно превосходящей показатели в других агрегатных состояниях.

На плазму оказывает влияние электромагнитное поле, позволяющее сформировать нужную форму, количество слоев и плотность. Заряженные частицы движутся вдоль и поперек направления электромагнитного поля, их движение бывает поступательным или вращательным. Данное свойство плазмы называется также взаимодействие плазмы с внешним электромагнитным полем или электромагнитное свойство плазмы.

Плазма светится, обладает нулевым полным зарядом и высокой частотой, приводящей к вибрации.

Несмотря на высокую электрическую проводимость она (плазма) квазинейтральна – частицы с положительным и отрицательным зарядами имеют практически равную объемную плотность.

Чтобы сохранить свойства плазмы, с ней не должны контактировать более холодные и плотные среды.

Для частиц плазмы характерно т.н. коллективное взаимодействие. Оно означает, что заряженные частицы плазмы, в силу наличия электромагнитных зарядов, взаимодействуют одновременно с целой системой близкорасположенных заряженных частиц, а не попарно, как обычном газе.

Условия – критерии признания плазмой система с заряженными частицами:

Любая система с заряженными частицами соответствует определению плазмы при наличии следующих условий-критериев:

– достаточной плотности наполняющих ее электронов, ионов и других структурных единиц вещества, чтобы каждая из них взаимодействовала с целой системой близкорасположенных заряженных частиц. Для коллективного взаимодействия заряженных частиц их расположение должно быть максимально близким и находиться в сфере влияния (сфере радиусом Дебая).

Условие считается выполненным, если число заряженных частиц в сфере влияния (сфера радиусом Дебая) достаточно для возникновения коллективных эффектов.

Математически это условие можно выразить так:

r3D·N ≫ 1, где r3D – сфера радиусом Дебая, N – концентрация заряженных частиц;

– приоритета внутренних взаимодействий. Это означает, что радиус дебаевского экранирования должен быть мал по сравнению с характерным размером плазмы. Условие выполняется, когда поверхностные эффекты в сравнении со значительными внутренними эффектами плазмы становятся ничтожно малы и ими пренебрегают.

Математически это условие можно выразить так:

rD / L ≪ 1, где rD –радиус Дебая, L – характерный размер плазмы;

– появления плазменной частоты. Данный критерий означает, что среднее время между столкновениями частиц велико по сравнению с периодом плазменных колебаний. Условие выполняется при возникновении плазменных колебаний, превосходящих молекулярно-кинетические.

Параметры плазмы:

У четвертого состояния вещества выделяют следующие параметры:

– концентрацию входящих в нее частиц.

В плазме все составляющие ее компоненты хаотически движутся. Чтобы измерить их концентрацию в единице объема, сначала разделяют входящие в нее частицы по группам (электроны, ионы, остальные нейтральные), потом по сортам сами ионы, и находят значения для каждого вида отдельно (ne, ni и na), где ne – концентрация свободных электронов, ni – концентрация ионов, na – концентрация нейтральных атомов;

– степень и кратность ионизации.

Для того, чтобы превратить вещество в плазму его необходимо ионизировать. Степень ионизации пропорциональна числу атомов, отдавших или поглотивших электроны, и больше всего зависит от температуры. Отношение числа ионизованных атомов к полному их числу в единице объёма называют степенью ионизации плазмы. Степень ионизации плазмы в большой степени обуславливает её свойства, в том числе электрические и электромагнитные.

Степень ионизации определяется по следующей формуле:

α = ni / (ni + na),

где α – степень ионизации, ni – концентрация ионов, а na – концентрация нейтральных атомов.

α – это безразмерный параметр, показывающий, сколько атомов вещества смогли отдать или поглотить электроны. Понятно, что αmax = 1 (100%), а усредненный заряд его ионов, называемый также кратностью ионизации (Z) будет находиться в пределах ne = <Z> ni, где ne – концентрация свободных электронов.

При αmax плазма полностью ионизирована, что характерно в основном для «горячей» субстанции – высокотемпературной плазмы.

– температуру. Разные вещества переходят в состояние плазмы при разной температуре, что объясняется строением внешних электронных оболочек атомов вещества: чем легче атом отдает электрон, тем ниже температура перехода в плазменное состояние.

Отличие плазмы от газа:

Плазма – своеобразная производная газа, получаемая при его ионизации. Однако у них существуют определенные отличия.

Прежде всего, это наличие электрической проводимости. У обычного газа (например, воздуха) она стремится к нулю. Большинство газов – хорошие изоляторы, пока не повергнуты дополнительным воздействиям. Плазма же является отличным проводником.

Из-за чрезвычайно малого электрического поля плазменная субстанция зависима от магнитных полей, что не характерно для газов. Это приводит к филаментированию и расслоению. А преобладание электрических и магнитных сил над гравитационными создает коллективные эффекты внутренних столкновений частиц в веществе.

В газах составляющие их частицы идентичны. Их тепловое движение осуществляется на небольшие расстояния за счет гравитационного притяжения. Структура плазмы состоит из электронов, ионов и нейтральных частиц, отличных своим зарядом и независимых между собой. У них может быть разная скорость и температура. В итоге появляются волны и неустойчивость.

Взаимодействие составляющих в газах двухчастичное (очень редко трехчастичное). В плазме оно коллективное: близкое расположение частиц дает возможность всем группам взаимодействовать сразу и со всеми.

При столкновениях частиц в газах скорости движения молекул распределяются согласно теории Максвелла. По ней только у немногих из них они относительно высокие. В плазме такое движение происходит под действием электрических полей, и оно бывает не только максвелловским. Нередко наличие больших скоростей приводит к двухтемпературным распределениям и появлению убегающих электронов.

Для исчерпывающего описания четвертого состояния не подходят гладкие математические функции и вероятностный подход. Поэтому применяют несколько математических моделей (как правило, не менее трех). Обычно это флюидная, жидкостная и Particle-In-Cell (метод частиц в ячейках). Но информация, полученная даже таким образом, бывает неполной и требует дальнейших уточнений.

Получение (создание) плазмы:

В лабораторных условиях существует несколько способов получения плазмы. Первый способ заключается в сильном нагреве выбранного вещества, а конкретная температура перехода в состояние плазмы зависит от строения электронных оболочек его атомов. Чем проще электронам покинуть свои орбиты, тем меньший нагрев потребуется веществу для трансформации в плазменное состояние. Воздействию же могут быть подвергнуты любые субстанции: твердые, жидкие, газообразные.

Однако чаще всего плазму создают при помощи электрических полей, ускоряющих электроны, которые в свою очередь ионизируют атомы и нагревают саму плазменную субстанцию. Например, через газ пропускают электрический ток, создают разность потенциалов на концах электродов, помещенных в газ. Изменяя параметры тока, можно контролировать степень ионизации плазмы. Следует учесть, что газоразрядная плазма хотя и нагревается за счет тока, но одновременно быстро охлаждается при взаимодействии с незаряженными частицами окружающего газа.

Также требуемое – плазменное состояние вещества можно создать радиоактивным облучением, сильным сжатием, лазерным облучением, резонансным излучением и пр. способами.

Применение плазмы:

В природе противодействующая солнечному ветру магнитосферная плазма Земли защищает земной шар от разрушительного влияния космоса. Субстанция ионосферы образует полярные сияния, молнии и коронные разряды.

Открытие четвертого состояния вещества способствовало и развитию многих народнохозяйственных отраслей. Свойства ионосферы отражать радиоволны помогли наладить дальнюю связь, передавать данные на большие расстояния.

Лабораторные газовые разряды позволили создать газоразрядные источники света (люминесцентные и другие лампы), усовершенствованные телевизионные панели и мультимедийные экраны.

Контролируемой магнитным полем плазменной струей стали обрабатывать, резать и сваривать материалы.

Явление плазменного разряда помогло построить многочисленные коммутирующие устройства, плазмотроны и даже специфические космические двигатели. Появилось плазменное напыление и новые возможности выполнения хирургических операций.

Также ученые создали тороидальную камеру с опоясывающими электрическими магнитами, способную удерживать субстанцию. В ней происходит контролируемый термоядерный синтез. Для этого электрическим магнитным полем удерживается ионизированный газ, находящийся под высокой температурой (дейтерий-тритиевая плазма). Такая технология может использоваться при построении современных электростанций, более экологичных и безопасных в сравнении с атомными аналогами.