ПЕРЕНО́СА ПРОЦЕ́ССЫ

ПЕРЕНО́СА ПРОЦЕ́ССЫ в плаз­ме, не­рав­но­вес­ные про­цес­сы, при­во­дя­щие к вы­рав­ни­ва­нию про­стран­ст­вен­ных рас­пре­де­ле­ний кон­цен­тра­ций $n_α$, сред­не­мас­со­вых ско­ро­стей $\boldsymbol{u_α}$ и пар­ци­аль­ных тем­пе­ра­тур $T_α$ разл. ком­по­нент плаз­мы $α$ (элек­тро­нов, ио­нов, ней­траль­ных час­тиц). В от­ли­чие от П. п., осу­щест­вляе­мых ней­траль­ны­ми час­ти­ца­ми, П. п. в плаз­ме за­ви­сят от на­пря­жён­но­стей собств. са­мо­со­гла­со­ван­ных элек­три­че­ских $\boldsymbol{E}$ и маг­нит­ных $\boldsymbol{H}$ по­лей, ко­то­рые оп­ре­де­ля­ют­ся то­ка­ми и объ­ём­ны­ми за­ря­да­ми час­тиц плаз­мы. По­это­му П. п. в плаз­ме в об­щем слу­чае опи­сы­ва­ют­ся сис­те­мой урав­не­ний пе­ре­но­са час­тиц, им­пуль­са и энер­гии и урав­не­ний Мак­свел­ла.

В гид­ро­ди­на­мич. при­бли­же­нии, ко­гда сме­ще­ния час­тиц ме­ж­ду столк­но­ве­ния­ми (оп­ре­де­ляе­мые в от­сут­ст­вие маг­нит­но­го по­ля дли­ной сво­бод­но­го про­бе­га $l_α$) мень­ше ха­рак­тер­ных мас­шта­бов не­од­но­род­но­стей плаз­мы $L$, а ха­рак­тер­ные час­то­ты мень­ше час­тот столк­но­ве­ний $ν_α$, клас­си­че­ские (столк­но­ви­тель­ные) П. п. обус­лов­ле­ны гра­ди­ен­та­ми кон­цен­тра­ции $∇n_α$ (диф­фу­зия), темп-ры $∇T_α$ (тер­мо­диф­фу­зия, те­п­ло­про­вод­ность), не­од­но­род­но­стью на­прав­лен­ной ско­ро­сти час­тиц и элек­трич. по­лем. В от­сут­ст­вие маг­нит­но­го по­ля по­ток те­п­ло­ты $q_α$, обу­слов­лен­ный тем­пе­ра­тур­ным гра­ди­ен­том $∇T_α$ к.-л. ком­по­нен­ты $α$, есть $q_α=–c_{vα}χ_α∇T_α$, где $c_{vα}$ – удель­ная те­п­ло­ём­кость при по­сто­ян­ном объ­ё­ме, $χ_α$ – ко­эф. тем­пе­ра­ту­ро­про­вод­но­сти, оп­ре­де­ляе­мый мас­сой и плот­но­стью час­тиц ком­по­нен­ты $α$.

В сла­бо­ио­ни­зо­ван­ной плаз­ме по­то­ки $\bf{Γ}_{\textrm{α}}$ за­ря­жен­ных час­тиц за­ви­сят от их тре­ния о ней­траль­ную ком­по­нен­ту. В свя­зан­ной с ней сис­те­ме от­счё­та эти по­то­ки рав­ны:  $$\textbf{Γ}_α=n_α \boldsymbol{u}_α=-D_α \nabla n_α - D_α^{(T)}n_α\nabla \ln T_α \pm b_α n_α \boldsymbol E,$$  где $D_α$ и $D_α^{(T)}$ – со­от­вет­ст­вен­но ко­эф­фици­ен­ты диф­фу­зии и тер­мо­диф­фу­зии, $b_α$ – под­виж­ность ио­нов и элек­тро­нов; при этом $D_α$ и $D_α^{(T)}∼χ_α$. Эти ко­эф­фи­ци­ен­ты свя­за­ны с темп-рой и элек­трич. за­ря­дом час­ти­цы $Z_α$ со­от­но­ше­ния­ми Эйн­штей­на: $D_α=T_αb_α/∣Z_α∣$. Сум­мар­ная элек­трич. про­во­ди­мость плаз­мы $\sigma=\sum_α |Z_α|n_α b_α$.

Ста­тич. не­од­но­род­ность плаз­мы соз­да­ёт са­мо­со­гла­со­ван­ное не­од­но­род­ное элек­трич. по­ле, ко­то­рое яв­ля­ет­ся по­тен­ци­аль­ным и не на­ру­ша­ет ква­зи­нейт­раль­ность плаз­мы: $\sum_α Z_α n_α \approx0$ . Про­стей­шим приме­ром влия­ния са­мо­со­гла­со­ван­но­го элек­трич. по­ля на П. п. яв­ля­ет­ся ­ам­би­по­лярная диф­фу­зия

в про­стой ($n_е=Zn_i; n_е, n_i$ – кон­цен­т­ра­ции элек­трон­ной и ион­ной ком­по­нент) сла­бо­ио­ни­зов. плаз­ме при рав­ных элек­трон­ной и ион­ной тем­пе­ра­ту­рах ($T_е=T_i=const$). Ко­эф. ам­би­по­ляр­ной диф­фу­зии оп­ре­де­ля­ет­ся наи­ме­нее под­виж­ны­ми час­ти­ца­ми (ио­на­ми). Элек­трич. по­ле тор­мо­зит элек­тро­ны и при­во­дит к со­вме­ст­ной диф­фу­зии элек­тро­нов и ио­нов. Од­на­ко диф­фу­зия в плаз­ме с ио­на­ми раз­ных сор­тов не сво­дит­ся к ам­би­по­ляр­ной, т. к. элек­трич. по­ле про­пор­цио­наль­но гра­ди­ен­там всех пар­ци­аль­ных кон­цен­тра­ций.

При на­ли­чии маг­нит­но­го по­ля да­же в про­стой сла­бо­ио­ни­зо­ван­ной плаз­ме, а тем бо­лее в мно­го­ком­по­нент­ной, пе­ре­нос час­тиц не сво­дит­ся к ам­би­по­ляр­ной диф­фу­зии, по плаз­ме про­те­ка­ют вих­ревые то­ки, ко­то­рые оп­ре­де­ля­ют П. п. В маг­нит­ном по­ле сме­ще­ние за­ря­жен­ных час­тиц ме­ж­ду столк­но­ве­ния­ми про­пор­цио­наль­но лар­мо­ров­ско­му ра­диу­су, так что П. п. по­пе­рёк маг­нит­но­го по­ля силь­но по­дав­ле­ны. На этом ос­но­ва­но ис­поль­зо­ва­ние маг­нит­но­го удер­жа­ния час­тиц в то­ка­ма­ках, от­кры­тых ло­вуш­ках и стел­ла­ра­то­рах.

В силь­но не­рав­но­вес­ной не­од­но­род­ной плаз­ме, осо­бен­но в маг­нит­ном по­ле, раз­ви­ва­ют­ся мно­го­числ. не­ус­той­чи­во­сти, пе­ре­во­дя­щие её в тур­бу­лент­ное со­стоя­ние. Воз­ни­каю­щие при этом хао­тич. элек­трич. и маг­нит­ные по­ля при­во­дят к ано­маль­ным П. п., в ря­де слу­ча­ев на неск. по­ряд­ков пре­вы­шаю­щим клас­си­че­ские. Мак­ро­ско­пич. по­то­ки час­тиц, им­пуль­са и энер­гии при этом оп­ре­де­ля­ют­ся не толь­ко сред­ни­ми по­ля­ми и про­фи­ля­ми, но и ус­та­но­вив­ши­ми­ся уров­нем и спек­тром ко­ле­ба­ний. По­ка не уда­ёт­ся по­стро­ить за­мк­ну­тую сис­те­му урав­не­ний, опи­сы­ваю­щую ано­маль­ные П. п.; ре­зуль­та­ты в осн. сво­дят­ся к по­лу­ко­ли­че­ст­вен­ным оцен­кам. Ано­маль­ные П. п. мо­гут быть силь­но про­стран­ст­вен­но не­од­но­род­ны­ми. В ря­де слу­ча­ев это при­во­дит к фор­ми­ро­ва­нию транс­порт­ных барь­е­ров, где ано­маль­ные П. п. силь­но по­дав­ле­ны; при этом фор­ми­ру­ют­ся ре­жи­мы улуч­шен­но­го удер­жа­ния час­тиц и энер­гии плаз­мы.