X
О
о
Как видно тти (3), в И. р. плаямы в зависимости от е╦ плотности будет преобладать тот или иной тип рекомбинации. -
При высокой электронной плотности тр╦хчастичная безыялучат. рекомбинация [второй член в правой части (3)] преобладает над радиац. рекомбинацией. В этом случае И. р. обусловлено балансом двух взаимно обратных процессов (1). Использование синий между Cz_-[ и Rz, вытекающей из принципа детального равновесия (см. Детального равновесия принцип), приводит тогда к известной Саха формуле, определяющей nz для низкотемпературной плазмы. Однако для высокотемпературной плазмы (Г^10вК), содержащей мпогозарядные ноны (2^ 10), этот случай соответствует электронной плотности «,,>1023 см~3, превышающей даже плотность тв╦рдого тела. Обычно же плотность высокотемпературной плазмы на несколько порядков меньше и н пей реализуется противоположная ситуация: преобладают процессы радиац. рекомбинации (при пе«Н021 см~а и ниже}, а второй член правой части {3} становится несущественным. Действительно, в случае «обычных» плотностей пла:шы вероятность столкновения тре'х частиц намного меньтне, чем двух, а в случае низких плотностей тр╦хчастичная рекомбинация ≈ редкое событие и И. р. определяется балансом ударной ионизации и двухчастичной рекомбинации. Это хороню реализуется в условиях солнечной короны (л^-^101* см"3), коатому такое И. р. получило ка:п1. коропального предела. Обозначив
24 23 22 21 20 19 I
Рис. 2, Относительная концентрация истов железа в лазерной плааме.
нач.
п
"Л-
Z
(4)
получим из (3) в случае короиалыюгр предела выражение для относит, концентраций ионов:
Z
П//
<12~ ≈≈≈JTTj≈≈≈ ' Ро~ 1- (5)
? ВPk
Относит, концентрация ионов не зависит (в явном виде) от плотности электронов. Пример расч╦та И. р. для ионов кислорода в этом случае дан на рис. 1. Каждая
2=8
188
Рис. \, Относительные концентрации ионов кислорода с различным зарядом и^1ч-8) п зависимости от температуры при малых значениях плотности алентронов (корональкый предел).
кривая относит, концентрации при Z>1 сначала раст╦т с ростом темп-ры за сч╦т ионизации ионон с Z' <Z, a затем убьшает при дальнейшем росте Т за счет ионизации ионов более высокой кратности.
При плотности ле>1014 см'* также можно использовать результат (5J. при этом, однако, относит, концентрации ионов уже имеют оирвдел. зависимость от плотности электронов. Она вызнана столкновениями электронов с рекомбинирующими ионами в процессе дйэлвк-тронной рекомбинации, что приводит к появлению зависимости величины xz от пе в (4), т. е. к отклонению от чисто коронального предела. На рис. 2 сопоставлены эксперим. и теоретич. результаты для относит, концент-
раций ионов железа, образующихся в плазме ^1,3 *106 К) при фокусировке лазерного излучения на
поверхность тв╦рдого тела [2]. Точки ≈ экснерим. данные. Пунктирная кривая ≈ расч╦т в пренебрежении зависимостью скоростей диэлсктронной рекомбинации от плотности электронов. Сплошная кривая вычислена с уч╦том зависимости скоростей диэлсктронной рекомбинации от плотности электронов при пе≈ К)20 см~3.
Привед╦нные результаты относятся к пространственно однородной плазме. При отклонении от од i гор од н ости в И. р. необходимо учитывать ряд дополнит, факторов. К ним относятся: граничные эффекты, температурная неоднородность плазмы, наличие кластерных ионов', в плазме с магн. удержанием ≈ явление диффузии. Сдииг И. р. может осуществляться и за сч╦т хим. неоднородности низкотемпературной плазмы. Во всех пере-числ. случаях приведенные вы-шо результаты могут применяться в качество приближения при анализе кинетики плазмы.
Лит.: 1) Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М,, 1976; 2) В е i g m a n I. L, и др., On the lonization equilibrium in high temperature plasmas,
«Phys, Ser.», 1981, v, 23. p. 236. Л, II. Пресняков.
ИОНИЗАЦИОННЫЕ ВОЛНЫ ≈ области с ловыш. концентрацией заряж. частиц, обычно отдел╦нные от слабо ионизованной или неионизованной среды узкой поверхностью раздела ≈ фронтом волны, фронт И. в. представляет собой переходную область, в пределах к-рой происходит резкий скачок концентрации заряж. частиц. Структура волны определяется процессами ионизации, и переноса частиц и энергии. И. в. могут быть как единичными, так и периодическими (т. н. страты), стационарными и движущимися. И. в. наблюдаются в газе, жидкости и тв╦рдом теле. При элек-грич. пробое'жидкости обычно происходит сначала превращение е╦ в гаа, а затем по нему распространяется волна ионизации.
Характерная особенность И. в. заключается в том, что их возникновение и распространение связаны не с перемещением вещестна (как это имеет место в упругих волнах), а с перемещением области интенсивной ионизации. Так, напр., локальное возмущение плотности ионов или олектролов в плазме вед╦т к возникновению пространственного заряда и полнлению локального злектрич. поля, меняющего, в свою очередь, ср, энергию электронов. В связи с этим меняется скорость ионизации и, соответственно, концентрация иаряж. частиц, Вся эта цепь процессов вед╦т к распространению возмущения, прич╦м возможно чередование положит, и отри дат. отклонений объ╦мной плотности электронов и др. параметров плазмы от однородного состояния.
И. в. по характеру физ. явлений в переходной области и механизму перемещения во мн. случаях близки к волнам горения и детонации в газовой динамике и отличаются от них механизмом подвода необходимой для ионизации уноргии. В волнах горения и детонации источником энергии является энергия хим. реакции, идущая в основном на нагрев и разгон (и волне детонации} газа. В И. в. энергия подводится извне и затем тратится на нагрев и ионизацию газа, а разгона среды обычно но происходит.
Способы подвода энергии очень разнообразны: напр, непосредственное ускорение электронов влет, элоктрич, полем до энергий, достаточных для ударной ионизации, лазерное или др. ионизирующее излучение и т. н. Различны и механизмы перемещения фронта ионизации: дрейф в электрич. поле, теплопроводность (электронная
