Неидеальная плазма - плазма ,в к-рой
потенциальная энергия взаимодействия между частицами
сопоставима с их кинетич. энергией или превышает её. H. п. может приобретать
качественно новые свойства по сравнению с идеальной. Напр., при сильном сжатии
слабопроводящей плазмы паров металлов её электропроводность возрастает до значений,
сопоставимых с электропроводностью жидких металлов.
Плазма, заряж. частицы к-рой взаимодействуют по закону Кулона, становится неидеальной,
когда ср. энергия кулонов-ского взаимодействия е2пe1/3
сравнима с тепловой энергией kT, т. е.
где T - температура, пе - ср.
число электронов в единице объёма, т. е. пе~ 1/r3ср,
g - т. н. плазменный параметр взаимодействия. Если ввести дебаевский
радиус экранирования 
, то условие (*) можно записать в виде m = 1/nerD3
>=1. Величина m наз. плазменным параметром идеальности (см. Идеальная
плазма). Плазма идеальна, если m << 1. С уменьшением rD число частиц в дебаевской сфере 
уменьшается и теряется представление о дебаевской экранировке. Можно считать,
что тогда экранировка осуществляется на ср. расстояниях между частицами и параметры
g и m совпадают. Если ионы многократно заряжены, то параметр электронно-ионного
взаимодействия 
содержит заряд иона Ze и ср. межионное расстояние пi-1/3,
пi - концентрация ионов.
Представления, характерные для кинетики газоразрядной
идеальной плазмы, неприемлемы для H. п. Далёкие столкновения между заряж. частицами
в ней не преобладают - кулоновский логарифм L = ln(rDkT/Ze2)теряет свой смысл. Близкие взаимодействия (на расстояниях макс. сближения
частиц Ze2/kT)оказываются непарными, поскольку длина
пробега [p(Ze2/kT)2ni]-1
сравнима с расстоянием между частицами, что характерно для жидкостей.
Рис. 1. Диаграмма пе - 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 (rср<=
а0/Z, а0 - радиус Бора). Для такой
ионизации не требуются высокие температуры, 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 пе - 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 Lе, то представление о нём теряет смысл и в выражении кулоновского логарифма
Ze2/kT заменяется на Lе:
L = ln(rD/Lе). Из неравенства Ze2/kT << Lе 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
Следовательно, взаимодействие ионов с атомами оказывается сильным и плазма является H. п. (Здесь rа - размер атома, nа - концентрация атомов.) На диаграмме плотность - темп-pa (рис. 2) приведены разл. типы плазмы паров цезия в зависимости от температуры T и плотности n ( n = па + ni, ni - концентрация ионов). Область сильного взаимодействия заряж. частиц с нейтральными примыкает к двухфазной области (заштрихована). В результате притяжения заряд - нейтрал зарядовый состав может стать многокомпонентным, возникают молекулярные положит. и отрицат. ионы, а также более тяжёлые образования - кластерные ионы .Область кулоновской неидеальности (m >= 1), прилегая при низких температурах к конденсиров. состояниям, распространяется с ростом температуры в сторону высоких плотностей. Кривая x = 0,5 условно отделяет частично ионизованную плазму от полностью ионизованной, x= пe (ni + па)-1 степень ионизации. Две ветви этой кривой соответствуют термической ионизации (нижняя) и ионизации сжатием (верхняя).
Рис. 2. Неидеальная плазма паров Cs при различных
знамениях температуры и плотности.
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 температурами до 3000 К из-за разрушения материала конструкции. Методы, использующие импульсный джоулев нагрев, позволяют достичь высоких температур, 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 температуры до 105 К. Трудность этих методов - в необходимости высокого временного разрешения диагностич. устройств.
Энергия ионизации атома в плазме ниже энергии ионизации I уединённого атома. В силь-ноионизов.
плазме это снижение DI обусловлено де-баевским экранированием DI
= e2/rD. B слабоионизов. плазме DI
обусловлено поляризацией соседних атомов DI = 2paе2nа/rа.
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 пе при очень сильном увеличении плотности (сжатии), пе
~ ехр [-(I- DI)/2kT]. Сильные изменения пе при изменении давления фиксируются
при измерении коэф. электропроводности плазмы. Напр., на рис. 3 представлены
зависимости электропроводности s паров Cs от температуры при разных давлениях.
Штриховой линией показана s на границе двухфазных состояний. При температурах,
близких к критич. температуре конденсации Тс, 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 ~ e2T3/2m1/2L. 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 неидеальной плазмы 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).
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 rcp/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.
И. T. Якубов
|
|
 |
