неидеальная плазма

Рис. 1. Диаграмма п_е - T для разных типов неидеальной плазмы. ПП - электронно-дырочная плазма полупроводников; ЭД -плазма электрической дуги, МГД - плазма в магнитогидро-динамических генераторах; ЭЛТ - в электролитах, ЯЭУ -плазма энергоустановок с ядерным реактором.

Идеальная плазма возникает в результате тепловой ионизации разреженного газа (см. Саха формула ).Плотное вещество может ионизоваться в результате смятия электронных оболочек атомов и ионов, если ср. расстояние между частицами меньше радиуса оболочки (r_ср<= а₀/Z, а₀ - радиус Бора). Для такой ионизации не требуются высокие темп-ры, кинетич. энергия характеризуется энергией Ферми . В этом случае критерий неидеальности имеет вид:

Такая плазма является вырожденной. Её неидеальность возникает и усиливается с уменьшением плотности, поскольку .

На диаграмме п_е - T (рис. 1) представлено неск. типов плазмы: I - слабонеидеальная плазма, к к-рой относится, напр., плазма газового разряда; II - клас-сич. неидеальная плазма; III - неидеальная плазма с вырожденными электронами и классич. ионами (здесь размещаются и жидкометаллич. состояния); IV - плазма, в к-рой вырожденные электроны взаимодействуют слабо, а классич. ионы - сильно (плазма, создаваемая при взрывном сжатии).

Квантовые эффекты могут играть важную роль и в невырожденной плазме. Если классич. расстояние макс. сближения Ze²/kT меньше длины волны дe Бройля L_е, то представление о нём теряет смысл и в выражении кулоновского логарифма Ze²/kT заменяется на L_е: L = ln(r_D/L_е). Из неравенства Ze²/kT << L_е можно получить неравенство Z²R << kT, где R - энергия ионизации атома водорода (Ридберга постоянная). Последнее неравенство означает, что плазма полностью ионизована (рис. 1, область V).

В области I энергия связанного состояния превышает тепловую энергию свободных частиц, что означает присутствие в плазме атомов. Частично ионизов. плазма имеет в своём составе атомы, молекулы, свободные электроны и ионы. Параметры атомов разных веществ (размеры, поляризуемость, энергия ионизации) отличаются очень сильно. Если поляризуемость атомов a велика (у Cs a = 400a³₀ ), то достаточно велик ср. потенциал f, создаваемый поляризов. атомами, так что

Рис. 2. Неидеальная плазма паров Cs при различных знамениях температуры и плотности.

H. п. в природе, технике и лабораторных условиях. Неидеальной является плазма в жидких металлах, полупроводниках, электролитах (ЭЛТ, рис. 1), в глубинных слоях Солнца и планет-гигантов Солнечной системы, плазма белых карликов. Неидеальной является плазма рабочих тел в магнитогидродинамических генераторах на парах щелочных металлов (МГД), ракетных двигателях с газофазным ядерным реактором (ЯЭУ); плазма, возникающая в установках по исследованию термоядерного синтеза путём лазерного, электронного и взрывного обжатий мишени (см. Лазерный термоядерный синтез, Инерциальное удержание). H. п. возникает за сильными ударными волнами при взрывах или при высокоскоростном ударе. В установках плазменной технологии неидеальная плазма возникает при импульсных электрических разрядах.

В лаб. условиях слабонеидеальная плазма образуется в электрич. разрядах в газе при высоких давлениях. Генерация сильнонеидеальной плазмы требует спец. методов. Нагрев исследуемого вещества в ампулах под высоким давлением в печах создаёт однородную плазму, к-рую можно надёжно диагностировать. Этот метод ограничен темп-рами до 3000 К из-за разрушения материала конструкции. Методы, использующие импульсный джоулев нагрев, позволяют достичь высоких темп-р, однако возникающая при этом плазма обычно неоднородна. Динамич. методы основаны на кумуляции энергии на фронте ударных волн или при адиабатич. сжатии. Динамич. методами были получены наиб. высокие концентрации энергии - давления в сотни тыс. атмосфер и темп-ры до 10⁵ К. Трудность этих методов - в необходимости высокого временного разрешения диагностич. устройств.

Свойства H. п. Энергия ионизации атома в плазме ниже энергии ионизации I уединённого атома. В силь-ноионизов. плазме это снижение DI обусловлено де-баевским экранированием DI = e²/r_D. B слабоионизов. плазме DI обусловлено поляризацией соседних атомов DI = 2paе²n_а/r_а. Поскольку DI пропорц. плотности атомов, ур-ние Саха, определяющее степень ионизации x плазмы, записанное с учётом DI, обнаруживает тенденцию экспоненциального роста x, а следовательно, и п_е при очень сильном увеличении плотности (сжатии), п_е ~ ехр [-(I- DI)/2kT]. Сильные изменения п_е при изменении давления фиксируются при измерении коэф. электропроводности плазмы. Напр., на рис. 3 представлены зависимости электропроводности s паров Cs от темп-ры при разных давлениях. Штриховой линией показана s на границе двухфазных состояний. При темп-рах, близких к критич. темп-ре конденсации Т_с, электропроводность резко возрастает, приближаясь к электропроводности металлов, и в конечном счёте плазма металлизируется.

Рис.3. Зависимость электропроводности неидеальной плазмы Cs от температуры при разных давлениях.

Электропроводность слабоионизов. плазмы насыщенных паров металлов аномально велика по сравнению с электропроводностью идеальной плазмы. Это является следствием сдвига ионизационного равновесия в сторону увеличения концентрации электронов, обусловленного кластеризацией ионов. Ионные кластеры Cs⁺_k (k >> 1 - число атомов в кластере) возникают в результате сильного поляризац. притяжения атомов к иону. При высокой электропроводности сжимаемость плазмы близка к сжимаемости газа, что позволяет разгонять и затормаживать потоки плазмы.

При высоких темп-pax плазма сильно ионизуется. Изобары s (рис. 3) сближаются, как это происходит и в идеальной плазме, где s ~ e²T^3/2m^1/2L. Корректного выражения для s в этой области теория сильно H. п. не даёт.

Влияние слабой неидеальности па излучение плазмы в оптич. диапазоне проявляется в сдвиге и уширении спектральных линий и в смещении порогов фотоионизации на величину DI. Линии, примыкающие к порогу, преобразуются в сплошной спектр. При очень высоких плотностях плазмы происходит перестройка её энергетич. спектра и оптич. прозрачность плазмы уменьшается. Это наблюдается, напр., в экспериментах с плазмой ртути. По мере металлизации (возникающей при высоких плотностях при сжатии) уменьшается энергетич. щель (I - DI), переходы внутри к-рой создают дискретный спектр. С уменьшением щели дискретный спектр заменяется сплошным, в областях прежней прозрачности возникает широкая полоса поглощения.

Для H. п. характерно чрезвычайное разнообразие термодинамич. состояний. Взаимодействие между за-ряж. частицами в плазме является преим. притягивающим, что при сжатии способствует потере устойчивости и приводит к известным фазовым переходам: переход металл - неметалл в металл-аммиачных растворах, капельный переход в электронно-дырочной плазме, переход пар-жидкость щелочных металлов в окрестности критич. точки.

Макс. давления, достигаемые в наст. время за сильными ударными волнами, составляют десятки млн. атмосфер. С ростом давления электронные оболочки атомов и ионов перестраиваются и поочерёдно разрушаются. Термодинамич. величины сверхплотной плазмы немонотонно зависят от Z (см. Термодинамика плазмы).

Методы описания И. п. Слабонеидеальная плазма не может быть уподоблена газу умеренной плотности. Кулоновское взаимодействие, характерное для неё, приводит к расходимости второго вириального коэффициента и статсуммы атома. При корректном учёте коллективных эффектов эти расходимости взаимно уничтожаются.

Для сильно H. п. методы, использующие разложение по малым параметрам, неприменимы. Лишь результаты экспериментов могут указывать на возможность экстраполяции асимптотич. разложений и служить основой альтернативных подходов.

Исследования вырожденной плазмы опираются на вариац. метод функционала плотности энергии (при высоких темп-pax - функционала плотности термодинамич. потенциала; см. Фока метод функционалов ).Несмотря на то что обменная и корреляц. энергии записываются при r_cp/a₀ 1 весьма ненадёжно, этот метод позволяет описать даже сравнительно неоднородные жидкометаллич. состояния.

Успехи теории классич. плазмы связаны с проведением перенормировки взаимодействия, если она позволяет выделить новые квазичастицы (кластеры, квазиатомы и др.) и с использованием методов машинного эксперимента - Монте-Карло метода и молекулярной динамики метода.

Лит.: Веденов А. А., Термодинамика плазмы, в сб.: Вопросы теории плазмы, под ред. M. А. Леонтовича, в. 1, M., 1963; Кудрин Л. П., Статистическая физика плазмы, M., 1974; Киржниц Д. А., Лозовик Ю. E., Шпата-ковская Г. В., Статистическая модель вещества, "УФН", 1975, т. 117, с. 3; Климонтович Ю. Л., Кинетическая теория неидеального газа и неидеальной плазмы, M., 1975; 3амалин В. M., Норман Г. Э., Fилинов В. С., Метод Монте-Карло в статистической термодинамике, M., 1977; Эбелинг В., Крефт В., Кремп Д., Теория связанных состояний и ионизационного равновесия в плазме и твердом теле, пер. с англ., M., 1979; Xрапак А. Г., Якубов И. Т., Электроны в плотных газах и плазме, M., 1981; Фортов В. E., Якубов И. Т., Физика неидеальной плазмы, Черноголовка, 1984. И. T. Якубов.

   <<      Предметный указатель      >>