Длина свободного пробега в плазме

Одним из важнейших параметров ионизированного газа является давление. Если давление выше 10 бар, то среда считается сплошной, В области, где р = (1Q- —10 ) бар, газ — не сплошная среда, не простая совокупность независимых частиц, так как в этой области средняя длина свободного пробега частиц соизмерима или превосходит размер области, где идет изучаемый процесс. При более низких давлениях газ можно считать совокупностью движущихся независимо друг от друга частиц. Если энергия взаимодействия между частицами мала по сравнению с кинетической энергией частиц, то давление (в барах) в плазме можно определить из уравнения состояния идеального газа [c.230]

Если длина свободного пробега частиц достаточно мала, то динамику их поведения в плазме можно описать в гидродинамич. приближении (см. Двухжидкостная гидродинамика плазмы). [c.132]

Если тело движется в воздухе с числами М > 1 и если соответствующая длина свободного пробега между столкновениями молекул одного-порядка или меньше характерного размера тела (высота примерно меньше 90—100 кл ), то перед ним формируется ударная волна. Если окружающая среда представляет собой плазму, подобную плазме ионосферы или космоса, и если тело имеет поверхностный заряд, то длиной свободного пробега будет дебаевская длина, которая в ионосфере может иметь порядок нескольких сантиметров. Поэтому при сверхзвуковом движении аппаратов могут возникать условия для формирования электрогидродинамической ударной волны. [c.552]

Если окружающая среда представляет собой плазму, подобную плазме ионосферы, и тело имеет электростатический (поверхностный) заряд, то соответствующей длиной свободного пробега между столкновениями будет дебаевская длина ). В ионосфере дебаевская длина может иметь порядок нескольких сантиметров следовательно, если скорость тела превышает звуковую (или тепловую) скорость ионов, то могут возникнуть условия для образования ударной волны. Возникающую в таких условиях ударную [c.460]

В кинетической теории приближение к состоянию равновесия происходит из-за хаотических столкновений. Однако было бы неправильным считать длину свободного пробега частиц в плазме порядка дебаевского радиуса а. Механизм образования экранирующего облака таков, что ион находится в среднем самосогласованном поЛе, действующем на него со стороны других ионов и электронов. Это среднее поле зависит лишь от координаты данного иона и должно рассматриваться как внешнее поле, а не как потенциал взаимодействия двух сталкивающихся частиц. [c.45]

Обратимся теперь к оценке длины свободного пробега I заряженных частиц в плазме. Согласно обшей формуле (1.1), она определяется как [c.66]

Сравним длину свободного пробега электронов в плазме с их дебаевским радиусом [c.66]

Последняя связана также с нелокальностью связи В и Е во времени, причем временная дисперсия обычно велика, поскольку собственные частоты среды попадают в рассматриваемый интервал частот [5]. Пространственную дисперсию следует принимать во внимание, например, в физике изотропной плазмы, когда длина волны соизмерима с радиусом Дебая, в теории проводящих сред при учете соударений, когда длина свободного пробега порядка длины волны. [c.74]

Сказанное в равной мере относится к распространению волн в средах, имеющих характерный пространственный параметр. Примерами таких сред могут служить плазма (характерный размер — дебаевский радиус), неоднородная среда (масштаб неоднородности), а также обычные газообразные, жидкие и твердые тела при высоких частотах, когда длина звуковой волны становится сравнимой с длиной свободного пробега или периодом решетки, и приближение сплошной среды неприменимо. В этих случаях поле в данной точке среды зависит от значений поля в соседних точках, т. е. связь внутреннего и приложенного внешнего поля является нелокальной. Дисперсия, появляющаяся в этих случаях, называется пространственной. Итак, дисперсия становится особенно существенной в области частот и волновых чисел, близких к резонансным. Однако дисперсионные эффекты могут накапливаться с расстоянием, проходимым волной, и слабая дисперсия может стать заметной и вдали от резонансных частот. Примером может служить разложение света в спектр [c.56]

Классич. описание П. п. возможно при очень малом смещении частиц между столкновениями (малой длине свободного пробега). В полностью ионизованной плазме, где сечения столкновений падают с ростом скорости, для описания быстрых электронов, у к-рых длина пробега велика, необходим кинетич. подход, учитывающий, что электроны, ускоряемые электрич. полем между столкновениями, могут приобрести такую скорость, что они уже перестанут тормозиться за счёт столкновений. С др. стороны, даже в слабостолкнонит. плазме с достаточно плавными ф-циями распределения, к-рые можно характеризовать анизотропными темп-рами, потоки пропорциональны градиентам макроскопич. параметров, что даёт возможность построить замкнутую систему ур-ний переноса. [c.571]

Возникновение Э. п. обусловлено существованием не-прерывн010 спектра колебаний плазмы (см. Трансформация волн в плазме) и отражает наличие памяти на мик-роскопич. уровне системы о внеш. воздействии. Обращение процесса бесстолкновительной релаксации возбуждений, выявляющее эту скрытую память, происходит благодаря фазовой фокусировке мод непрерывного спектра. Диссипативные факторы (столкновения заряж. частиц, диффузия ленгмюровских плазмонов и др.), разрушающие память системы, ограничивают возможности наблюдения Э, п. В реальных условиях для обнаружения пространств. Э. п. необходимо, чтобы эффективная длина свободного пробега частиц плазмы значительно превышала расстояние от источника до точки возникновения Э. п. В случае временного Э. п. время между столкновениями частиц должно быть значительно больше интервала между импульсами, [c.647]

При Г=300 К и Р=10 Па длина свободного пробега атомов идеального газа составляет 10 см. Используя (7.128), находим, что для газов при нормальных условиях гипотеза о локальном равновесии справедлива при градиентах температуры Igrad Г <10 К/см и градиентах давления IgradPj lO Па/см. Для жидких систем представление о локальном равновесии применимо при еще больших отклонениях от термодинамического равновесия. В настоящее время принято считать, что гипотеза о. локальном равновесии применима всегда, за исключением, быть может, случая турбулентных явлений, быстрых процессов в плазме и ударных волн. [c.174]

После первых пяти минут все ядерны е реакции во Вселенной прекращаются. Вещестно продолжает расширяться и остывать. В эту эпоху длина свободного пробега фотонов очень мала, т. к. плазма для них непрозрачна. Давление РИ препятствует образованию к.-л. изолированных объектов под действием сил тяготения. [c.519]

Газы и плазма. К. ф. позволяет исследовать явления переноса в разреж. газах, когда отношение длины свободного пробега I к характерным размерам задачи L (т. е. Ннудсена число 1/L) уже не очень мало п имеет смысл рассматривать поправки порядка IIL (слабо разреж. газы). В этом случае К. ф. объясняет явления температурного скачка и течения газов вблизи твёрдых поверхностей. [c.355]

В гидродиеамич. приближении, когда смещения частиц между столкновениями (в отсутствие магн. поля — длина свободного пробега к) меньше характерных масштабов неоднородности плазмы L, а характерные частоты не превосходят частот столкновений v, классические (столкновительные) П. п. описываются матрицей коэф. переноса. Она линейно связывает потоки частиц, импульса и энергии с факторами, нарушающими термодинамич. равновесие,— градиентами парциальных концентраций и темп-р, неоднородностью скорости, электржч, полем (см. Переноса явления). Вследствие большого различия между массами электронов и тяжёлых частиц (ионов и нейтральных молекул) гемп-ры их, вообще говоря, различны, поэтому перенос энергии лёгкой и тяжёлой компонентой рассматривают отдельно. Напр., в отсутствие магн. поля В поток тепла q обусловленный температурным градиентом к.-л. компоненты а, есть тензор плотности потока импульса n = —где тензор скорости сдвигов [c.569]

Магн. поле тока отжимает плазменный кана.т от стенок разрядной камеры, и образуется изолиров. токовый шнур — пинч. Само магн. поле сосредоточено в пристеночном вакуумном зазоре между пинчем и стенкой, тем самым создаются условия для магн. термоизоляции высокотемпературной плазмы. Линии магн. поля параллельны поверхности пинча, и вылетающие из плазмы заряж. частицы движутся поперёк магн. поля, процесс диффузии плазмы (и перенос тепла) на стенку существенно замедляется характерная длина — свободный пробег частиц Я заменяется на ларморовский радиус р = ети1В, к-рый, в зависимости от величины магнитного поля В, меньше Я на несколько порядков величины. [c.587]

Диапазон токов 7 и напряжений и в П.-п. р. весьма широк I с (0,1—10 ) А, и (10-—10 ) В. В основном П.-п. р. изучен в протяжённой геометрии. Часто в экс-нершментах для фокусировки пучка использовалось продольное маги, поле с напряжённостью П > 10 9. Изучен также маломощный П.-п. р. в узком зазоре, возникающий при наложении импульса напряжения на кнудсеновскую плазму низковольтной дуги, в к-рой длина свободного пробега электронов пучка больше разрядного промежутка. Пучок здесь формируется на катодном падении напряжения. [c.609]

Механизмы плазмохимических реакций зависят от состава плазмы, длины свободного пробега реагирующих частиц, давления плазмы, распределения молекул по электронным, колебат. и вращат. уровням энергии. Наиб. важные и часто встречающиеся плазмохим. процессы, при к-рых идёт хим. реакция, следующие ионизация, возбуждение электронных, колебат. и вращат. уровней, диссоциация, рекомбинация. В плазме атомарных газов часто образуются кластеры и кластерные ионы, напр. в плазме Аг происходят реакции [c.618]

В сильноточных разрядах с термоамиссионвым катодом п сильноточных дуговых разрядах вдали от электрода устанавливается не. только почти однородное, но также и почти равновесное состояние либо для всей плазмы в целом, либо в отдельности для электронов и твжёлой компоненты (атомов, и ионов). В этом слу-чае под П, я. понимают явления в области между электродом и почти равновесной плазмой, в к-рой последовательно релаксируют приэлектродные возмущения. В этой области устанавливаются квазинейтральность плазмы, максвелловские ф-ции распределения за-ряж. частиц, ионизационное равновесие, выравниваются темп-ры электронов и тяжёлой компоненты плазмы. Релаксация приэлектродных возмущений происходит на определённых характерных длинах (длины свободного пробега, длины установления квааинейтральностп п т. п.), к-рые можно рассмотреть на примере плазмы с достаточно большой концентрацией электронов, реализующейся, напр., в сильноточных разрядах, [c.122]

В плазме пробеги частиц могут быть самыми разнообразными. При давлении порядка атмосферного в низкотемпературной плазме длина свободного пробега невелика (—1СГ см), хотя она и больше пробега в коиденсиров. средах. В высокотемпературной плазме длины свободных пробегов частиц очень велики. Так, напр., в токомаках длина свободного пробега —10 см при Не — см и Те — 10 кэВ. В этих условиях траектории заряж. частиц определяются преим. не столкновениями, а полями, существующими в плазме, и имеют очень сложный вид, а связь > с В теряет локальный характер (см. Переноса процессы). Такое отличие длины свободного пробега, а следовательно и свойств проводимости высокотемпературной плазмы ох низкотемпературной, объясняется тем, что сечение кулоновского столкновения заряж. частиц быстро надает (а длина свободного пробега растёт) с ростом относит, энерг ГИИ / сталкивающихся частиц [c.131]

Нелинейные эффекты при распространении радиоволн в ионосфере проявляются уже для радиволн сравнительно небольшой интенсивности и связаны с нарушением линейной зависимости поляризации среды от электрич. поля волны (см. Нелинейная оптика). На-гревная нелинейность играет осн. роль, когда характерные размеры возмущённой электрич. полем области плазмы во много раз больше длины свободного пробега электронов. Т. к. длина свободного пробега электронов в плазме значительна, электрон успевает получить от поля заметную анергию за время одного пробега. Передача энергии при столкновениях от электронов к ионам, атомам и молекулам затруднена из-за большого различия в их массах. В результате электроны плазмы сильно разогреваются уже в сравнительно слабом электрич. поле, что изменяет эфф, частоту соударений. Поэтому е в о плазмы становятся зависящими от поля В волны II Р. р. приобретает нелинейный характер. Возмущение диэлектрич. проницаемости Дед (Е1Ер) , где Ер = > 3(7 тб/в )(й) - - V ) — характерное плазменное поле, Т — темп-ра плазмы, 6 — ср. доля энергии, теряемая электроном при одном соударении с тяжёлой частицей, V — частота соударений. [c.259]

В основе Т,, м. лежит ограничение движения составляющих плазму заряж. частиц (электротюв и ионов) в направлении, поперечном к магн. полю В, за счёт силы Лоренца. В результате траектории частиц выглядят как спирали, обвивающие магн. силовые линии, и если бы частицы не испытывали столкновений (точнее, кулоновского взаимодействия между собой), то Т. м, в магн. ловушках была бы идеальной. Но при большой частоте столкновений v, значительно превосходящей циклотронную частоту ui = eBjm вращения чаети[1ы (с зарядом е и массой т) вокруг магн. силовой линии, когда ср. длина свободного пробега частицы I-V/V (у — ср. тепловая скорость) много меньше ср. радиуса спирали гв —у/<Ив (лар.моровский радиус), магн. поле практически не влияет на траекторию частиц и Т. м, отсутствует, Т. м. становится эффективной при [c.93]

Н. Alfven), 1940-е гг.]. Однако во мн. случаях принципиа-ть-но необходимо кинетич. описание течений космич. плазмы, когда рассматриваются процессы на пространственных масштабах меньше длины свободного пробега. Классич. примерами являются бесстоАкновшпельные ударные волны, возникающие при обтекании магнитосферы Земли солнечным ветром, а также космич, лучи, в конце концов также порождаемые течениями космич. плаз.мы. Динамика космич. потоков, как правило, очень сложна, что в большей степени связано не только со сложны.м переплетением гидродина-мич. и кинетич. процессов, но и с трёхмерным характером этих процессов (см. Магнитосфера Земли, Магнитосферы планет. Радиационный пояс). [c.112]

Диффузионный режим имеет место при условии, что число Кнудсена для плазмы d/X 1 (d— межэлектродный зазор, X—длина свободного пробега электрона), а к плазме приложено напряжение Uj ниже порога возникновения разряда. Реализуется режим переноса электронов по механизму амбиполярной диффузии в плазме, образующейся за счет поверхностной ионизации (цезия) [28]. [c.521]

На малых частотах, когда длина свободного пробега носителей тока I много меньше длины ультра ву-К01ЮЙ волпы X, усиление акустич. волн обусловлено объемным зарядом, т. е. сверхзвуковым движением локального сгустка носителей тока одного знака, образованного само11 волной если же /Х 1 — электроны (или дырки) почти свободны, образование объемного заряда не происходит, и усиление обус (ов-лено когерентным излучением фононов отдельными носителями тока (подобно пучковой неустойчиво сти в газоразрядной плазме). В обоих случаях илазлсен-ное затухание сменяется усилением при выполнении черепковского условия > с/ х, где х — подвижность электронов или дырок. [c.240]

Наиболее полно пробой изучен в газообразных диэлектриках (см. Электрические разряды в газах). Электропроводность газов при нор мальном давлении обусловлена движением ионов и электронов, созданных внешней радиацией. Стационарная концентрация, при к-рой скорость генерации зарядов равна скорости рекомбинации, очень мала — 10 см , что соответствует электропроводности 10-16—10 10 о.л 1сж 1. Однако в достаточно сильных электрич. полях ионы и электроны на длине свободного пробега приобретают кинетич. энергию, достаточную для ионизации молекул газа при этом образуются новые электроны, к-рыо в свою очередь производят ионизацию. В газе нарастает лавина электронов. При нормальном и повышенном давлении и больших межэлектродных расстояниях, большую роль играют процессы фотоиоппзацни и эффекты, связанные с образованием сильных положительных объемных зарядов. В промежутке между электродами образуется самораспрострапяющийся поток проводящей плазмы— т. п. стример — и сопротивление промежутка падает до нуля. Теорию этих процессов см. [1, гл. V, 14]. [c.205]

С точки зрения возможности реализации в экспериментальных условиях рассмотренной модели принятые допущения не кажутся слишком жесткими. Главным источником энергетрхческих потерь для электронного газа здесь должен быть в конечном счете выход резонансного излучения. Плазма не должна быть оптически плотной для этого излучения и потому должна быть достаточно разреженной. Но при увеличении длины свободного пробега до величины диаметра трубки наступает максвеллизация электронов, причем механизм этого явления (парадокс Ленгмюра) еще не ясен [9]. [c.183]

Аналогичное условие накладывается на длину свободного пробега частиц в плазме она должна быть велнка по сравнению с длиной волны переменного электрического поля. На ос- [c.68]

Смотреть страницы где упоминается термин Длина свободного пробега в плазме : [c.597] [c.386] [c.187] [c.569] [c.609] [c.44] [c.361] [c.470] [c.651] [c.237] [c.123] [c.123] [c.250] [c.260] [c.529] [c.540] [c.17] [c.267] [c.62] [c.448] [c.55] [c.57] [c.69]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...