Основы физики плазмы - Кролл Н.
Скачать (прямая ссылка):
Приведенные выше соображения уже показывают, что рассеяние длинноволнового излучения в плазме существенно отличается от рассеяния на свободных электронах. Кроме того, в этом случае рассеяние существенно зависит от частоты, отражая тот факт, что в плазме существуют флуктуации плотности, связанные с существованием плазменных волн, которые всегда присутствуют в плазме с тепловым разбросом скоростей и на которых рассеивается излучение. Это свойство плазмы соответствует малости диэлектрической проницаемости D (К, Дсо) для частот и волновых векторов плазменных волн. Спектр рассеянного излучения состоит из нескольких характерных областей:
|1. Дсо/і? ^ YyiTiImi. Если частота рассеянного излучения почти равна частоте падающего, то из (11.6.18) следует
'dto. (11.6.20)
~ЖГ ~ У ~Т~ (I + cos2 9) к 1}
№ J 2 ^ IКI KW (К, Дсо) Id
Здесь мы пренебрегли величиной Fe07 приняв во внимание то обстоятельство, что в области скоростей порядка тепловой ионной скорости величина Fio больше Fe0 в YmJrr^e Pa3* При фиксированном К диэлектрическая проницае-
1/2 недостающего уона у
л Продньн
W/он/ ,
1/2 избытбчноеа электрона
Экранируемый, пробный ион Поляризационное облако
qT = +1 q=-t f (ne-nP0)dx = l/2
S(nl~ nio) dx=-l/Z Результирующий n
заряд Эффективное число
электронов '
Экранируемый тюбныи электрон Поляризационное облако
Результирующий заряд Эффективное число электронов
Чт - 1 q= + t S(ne-ne0)dx—t
S(nі -nw)dxnO
О
Фиг. 200. Диаграмма, поясняющая экранирование пробного иона (а) и пробного электрона (б), а также распределение результирующего заряда.
ФЛУКТУАЦИИ, КОРРЕЛЯЦИИ И ИЗЛУЧЕНИЕ
459
Фиг. 201. Спектры излучения, рассеянного двухтемпературной максвелловской плазмой [7].
Видно возникновение ионной линии, соответствующей возбуждению ионно-звуковых ВОЛН При Te » Т-я
мость D (К, Дсо) уменьшается от значения D (К, 0) до относительного минимума при Дсо ^ CDpi. Поэтому с ростом Дсо интенсивность рассеянного излучения увеличивается. Если Те^> Ti, то D (К, Дсо copi) 1. Это означает, что ионно-звуковые волны почти не затухают и соответствующий им пик интенсивности рассеянного излучения при со ^ со0 + COpi ярко выражен. Этот пик называют ионной линией.
В случае Te ж Ti диэлектрическая проницаемость D (К, Дсо ^ copi) не слишком мала, поскольку велика мнимая часть Di ив данном случае вклад ионно-звуковых волн в рассеяние не существен. На фиг. 201 показана зависимость величины ионного пика в спектре рассеяния от TeITi.
При Дсо > COpi интенсивность рассеянного излучения уменьшается пропорционально уменьшению Fio (Дсо/К). Таким образом, в отличие от случая рассеяния коротких волн с 1, для которых форма спектра рас-
сеяния определяется распределением электронов Fe0, форма спектра рассеяния при KXd 1 определяется распределением ионов Fio. Как уже отмечалось выше, причина этого состоит в том, что полный заряд пробного электрона и поляризационного облака электронов, обволакивающего его, равен нулю. В облаке же, экранирующем пробный ион, содержится дополнительная «половина» электрона, и эта флуктуация электронной плотности рассеивает длинноволновое излучение со сдвигом частоты Дсо < соРе.
Тот факт, что рассеяние происходит главным образом на «половине» электрона, нейтрализующей каждый пробный ион, приводит к двум выводам. Первый вывод состоит в том, что в рассеянии участвует вдвое меньше электронов, чем их имеется в системе. Действительно, интегрируя (11.6.20), получаем
*L = 47Ve(l + cos*e), (11.6.21)
что вдвое меньше дифференциального сечения (11.6.19), полученного для рассеяния на независимых электронах.
Второй вывод заключается в том, что центральная часть линии рассеяния обусловлена электронами, входящими в экранирующее облако иона, и поэтому ширина (и форма) рассматриваемой части линии (Дсо < соре) определяется разбросом скоростей ионов. Это следует из того, что подынтег-
460
ГЛАВА 11
ральное выражение в (11.6.20) пропорционально Fio (Дсо/if). Наоборот, при рассеянии на независимых электронах (а также в плазме при KXd 1) ширина и форма линии рассеяния определяются тепловой скоростью электронов. Поэтому в случае KXd 1 линия рассеяния гораздо шире, чем когда
KXD<t 1.______ ______
2. YnTiImi < ДсоIK < YyiTeIme, Величина Fio (Дсо/1 К |) и рассеяние, соответствующие этому участку спектра, малы. Рассеяние определяется слабым взаимодействием волны с пробным электроном и окружающим его экранирующим облаком:
d0 j A (I + COS2 0) n^f(MlК) ^ ^ 4 ^11 6 22)
ДсоIK^YyiTeIme. В данной области частот
3. Дсо = со
COn
CO
D (К, Дсо) мало и в линии рассеянного излучения имеется пик, описываемый выражением
NeFe0 (Acо/К) 4
^=j4(l+oos>0).
к
9F,
¦ d(').
еО
К2 д (Да/К)
(11.6.23)
Этот пик соответствует рассеянию на ненгмюровских колебаниях, возбужденных до теплового уровня в плазме (см. § 2 и 3 настоящей главы).
Рассеяние на ленгмюровских
Aco
Фиг. 202. Спектры излучения, рассеянного максвелловской плазмой, иллюстрирующие переход от рассеяния на голых частицах при KXd > 1 к рассеянию на экранированных
