|
|
ш IS
X X
о
X
о
9
о
ш ш
то возникшие
плалмь!. Если скорость поршня vn<Z.v
перед поршней возыущонип постепенно поредяются в глубь плазмы в видо магнитозпуковЕлх пплн. Однако при ('п^'^л магпитозвуковыс волны не успевают оторваться от поршня и продвинуть дальше область сжатия. Поэтому поршень как бы «сгреГкют» нлааму, и перед ним происходит образование области сжатия плазмы и магп. поля до тех пор, тюка увеличение локальной ГА, С1шза1шоо с увеличением магп. поля, не
сделает нозможшлм «OTpj,m» возмущении от поршня.
Кинетич. энергия поршня трансформируется при прохождении ударной волны во внутр. зноргию плазмы, осн. доля к- рой приходится па интенсивные колебания плотности магн. ноля н др. параметров. Происхождение таких колебании, но всегда связано с неустойчивостью, это могут быть, на'Ф-1 нелинейные колеба-нин в видо т. н. уедин╦нных волн (соли тонов), образующихся благодаря дисперсионным свойствам плазмы, вслодстиис к-рых возможно ограничение нелинейного роста крутизны волнового профиля (укручения), приводящего к разрыву. Эффект нелинейного укручопип, известный из обычной газодинамики. СОСТОИТ Е ТОМ,
что участки волнового профиля с иолыпеп амплитудой возмущения, к-рым соответствуют большие скорости движения, стремятся опередить участки с меньшей скоростью и, к конце концов, образуется разрыв (рис. 1). На .языке фурье-анализа нолинопнос укрученнр означает рождение нтлсших гармоник с большими значениями волнового числа k. В обычно!! газодинамике отсутствует дисперсия фазовой скорости, т. е. скорости раял. гармоник совпадают. В атом случае нелинейное укру-чение может быть остановлено только за сч╦т появления диссипации (напр., вязкости), растущей с увеличением волнового числа, При наличии дисперсии фазовой скорости образующиеся за счет нелинейности высшие гармоники «отрываются» от осн. волны ≈ обгоняют ее или отст;шт в зависимости от того, раст╦т или убывает фазовая скорость с ростом волнового числа. П результате
а
\
Рис. 1,
188
Рис. 2.
ещ╦ до опрокидывания и образования разрыва волна может «распасться» на отдельные нелинейные волноные пакеты в форме солитоион (рис, 2). Характерный размер солитона совпадает с дисперсионным пространственным размером £ДцСп» т- с- с длиной волны, на к-рой становится существенной дисперсия фазовой скорости. Напр., для ионпо-гшуковЫА. солитонон в плазме без маш. ноля £дисп ССТЬ дебаевский радиус экранирования.
Суперпозиция солитопов образует фронт Б, у. в. с осцилляторной структурой. Отд. солитон возникает в пренебрежении диссипацией при наличии только длух факторов ≈ нелинейности и дисперсии. Солитон описывает обратимые движения плазмы ≈ состоянии плазмы до и поело прохождения волны одно и то же. Нсоб-
ратимып скачок параметров, характерный для ударной волны, возникает при уч╦те диссипации. И Б. у. в,≈ это «коллективная» диссипация энергии плазменных колебаний, существующих, за фронтом 1>. у, в. b ламинарной Ь. у. в. диссипация обычно обусловлена резонансным поглощением энергии ноли частицами (см, Ландау затухание). В турбулентно!! Li. у. и. существенны неустойчивости, развивающиеся на фронте, полны, напр. ионно-;шуконая неустойчивость, иарамгтрич, неустойчивость регулярных колебаний маги, поля и др. (см. Неустойчивости плазмы). В любом случае в ре- /Н05Гс зультатб развития неустойчивости плазма переходит в турбулентное состояние, при к-ром энергия регулярных колебании за фронтом ударной волны трансформируется втурбулентные пульсации и в тепловую энер-
12
8
4
-2000км 0 2000км
РИС.
гпю плазмы (см. Турбулентность плая.чы]. Длина, на
к-poii происходит «коллективная» диссипация регулярных колебаний /лксскш определяет размер переходной области в С. у. »., а размер отд. осцилляции определяется дисперсионной длиной /;1исп (рис. 2, а). Структура, показанная на этом рисунке, соответствует средам с от-рицат, дисперсией, когда скорость движения солитона тем больше, чем больше его амплитуда (гравитац. волны па воде, а в плазме ≈ ионно-знуковые волны и распространяющиеся строго попер╦к магн. поля миг-нитозпуконыс волны). В этом случае самый большой солитон бежит впереди, а осциллирующий «хвост», образованный солитонами меньшей амплитуды, оста╦тся позади фронта. Обратный случай (рис. 2, б) соответствует средам с положит, дисперсной, когда скорость движения солитона уменьшается с ростом его амплитуды {напр., «косые» магннтознуковыс полны; см. Вол-}>ы а плазме). Б JTOM случае,осциллирующий «хвост» находится в передней части фронта ударной волны.
Описанные выше теоретич. мидели Г», у, в. получили количественное подтверждение, в лаб. экспериментах и при измерениях в плазме солнечного ветра. На рис. 3 показана структура косой межпланетной ударной волны по данным измерении на борту спутника ICEE в 1977. В соответствии с описанными выше теоретич, моделями осцнлляторцця структура в птом случае располагается перед фронтом ударной волны.
Лшп.: К 11 д о м ц г- в Б. !>., К а р л м а п В. ТТ., НРЛИ-ш'йпьк- вплны. «УФЫ», 1971, т. Ilia, с, 193; Арии м о в и ч ,"1. Л,, С а г д е е к P. li., Физика плазмы дли фиников, М., 1W79; Раи и к п и и ч М. 11., Т р у С» « п к о н Д. И., Вы-ДУШИ: и теорию колебаний и волн, М,, 1084.
В. Д, Шапиро, В. II. Шевченко.
ПКСФОТШННЫЕ ЛИНИИ ≈ у икни лишит и спектрах поглощения и испускания примесных центром люминесценции (атомов, ионов или молекул в кристаллич. или неупорядоченных твердых матрицах), возникающие при ончич. излучатолъных квантовых переходах между уровнями энергии центра и происходящие бе;з участия фоноиов матрицы, В общем случае спектральная полоса, отмечающая электронному (для л»>,т1екулярных центров ≈ ^лектронно-колебатолыюму) переходу в гримес-ном центре, состоит иг* узкого пика и относительно широкого спектрального распределения ≈ фонопного крыла (рис.), обусловленного переходами, сопровождающимися рождением или уничтожением фононов матрицы. Узкие Б. л. в спектрах примесных центров часто наз. оптич. аналогами резонансных ;nimni в у-спектрах, наблюдаемых при М╦ссбаузра эффекте,
Относит, интенсивность Б. л. определяется Дебал≈ Уоллера фактором а:
^г,л -S(T)
")
}
