Параметры шаровой молнии, вычисляемые с помощью двухтемпературной плазменной модели

Размещено на http://www.allbest.ru/

Параметры шаровой молнии, вычисляемые с помощью двухтемпературной плазменной модели

ВВЕДЕНИЕ

шаровой молния плазма

Интереснейший природный феномен - шаровая молния (ШМ) - исследуется на протяжении многих десятилетий 1,2.. Основными его свойствами являются свечение, размер около 10^-1 м, плотность, сравнимая с плотностью атмосферного воздуха, время жизни около 10 с, плотность внутренней энергии 1-10 МДжЧм^-3, поверхностное натяжение 10^-3 ДжЧм^-2. Известно более сотни моделей данного явления, среди которых наиболее популярными являются плазменные. Они могут объяснить свечение, энергосодержание, но их основная трудность заключается в неспособности описания макроскопического времени жизни ШМ в отсутствии внешнего подвода энергии. В этом плане интерес представляет работа 3. о так называемом ридберговском веществе, которое представляет собой аналог электронно-ионной плазмы металлов. Авторы показали, что ридберговское вещество может существовать при низких температурах и иметь макроскопическое время жизни и, таким образом, может рассматриваться в качестве претендента на роль вещества ШМ. Ниже об этом будет сказано подробнее.

В настоящей статье рассматривается модель ШМ на основе двухтемпературной неидеальной плазмы. В соответствии с современными научными данными процесс рекомбинации неидеальной плазмы вследствие сильных кулоновских взаимодействий протекает во много раз медленнее, чем идеальной 4, 5.. Поэтому шансы плазменных моделей объяснить макроскопическое время жизни ШМ значительно возрастают. Перечислим основные предположения, принятые в модели.

1. ШМ состоит из двухтемпературной неидеальной плазмы, в которой энергия запасена в виде энергии ионизации атомов исходного газа, тепловой энергии электронов и ионов, электрической энергии коллективных плазменных колебаний.

2. При сжатии плазмы возрастает выигрыш электрической энергии плазменных колебаний, поэтому вещество ШМ стремится занять минимальный объем.

3. Неограниченному уменьшению объема ШМ препятствует рост ее внутреннего давления. В условиях квазиравновесного существования внутреннее давление ШМ близко к атмосферному.

4. Время жизни ШМ определяется временем установления теплового равновесия между электронами и ионами. В неидеальной плазме ШМ это время может быть большим.

Приведем простые обоснования выдвинутых предположений.

1. УСЛОВИЕ УДЕРЖАНИЯ ВЕЩЕСТВА ШМ

Предполагаем, что вещество ШМ состоит из полностью ионизованной двухтемпературной плазмы (электронная температура много больше ионной), в которой электроны совершают плазменные (ленгмюровские) колебания относительно малоподвижных тяжелых ионов. Ионы определяют поведение ШМ, как целого. Полагаем, что удержание совокупности ионов ШМ в компактном виде является принципиально возможным вследствие того, что, как будет показано далее, при уменьшении радиуса ШМ (при фиксированном числе частиц) достигается выигрыш энергии плазменных колебаний. Существование выигрыша энергии ДW при уменьшении радиуса ДR обуславливает наличие силы F=-ДW/ДR, стремящейся удержать плазму ШМ. Для удержания необходимо, чтобы тепловая энергия ионов была бы меньше или равна их электрической энергии. (Данное условие представляет собой условие неидеальности плазмы по ионам). Физическая природа притяжения ионов друг к другу, обеспечивающего удержание плазмы, обусловлена притяжением ионов к электронам, заполняющим межионное пространство. Каждый электрон участвует в коллективных плазменных колебаниях и распространяет (переносит) эффект межионного притяжения на расстояние, равное электронной длине экранирования Дебая. С увеличением плотности плазмы увеличивается частота плазменных колебаний и сила перенесенного электронами межионного взаимодействия.

Электрическую энергию ШМ W запишем в виде:

W=e_coulЧN_coul

где e_coul=e₁Чs=-kT_e/2 - кулоновская энергия элементарного объема, заключенного внутри сферы радиуса Дебая, где электроны совершают коллективные плазменные колебания (далее осциллятор);

N_coul=(R/L)³ - количество осцилляторов, входящих в состав ШМ; R - радиус ШМ,

L=е₀kT_e/(e²N_e).^0.5 - радиус Дебая, определенный по параметрам электронов, (радиус осциллятора);

e₁=-e²/(4ре₀(2L/3)) - средняя кулоновская энергия притяжения электрона и иона;

s=(4/3)рL³N_e - количество электронов в осцилляторе;

N_e - концентрация электронов,

T_e- температура электронов,

е₀- электрическая постоянная,

k- постоянная Больцмана,

e - элементарный заряд.

Энергию теплового движения ионов, приходящуюся на одну степень свободы поступательного движения E_T, запишем в виде:

E_T=e_TЧsЧN_coul

где e_T=kT_i/2 - тепловая энергия, приходящаяся на один ион. Здесь и далее по тексту считаем атомы плазмы однократно ионизованными, и концентрацию ионов считаем равной концентрации электронов N_i=N_e.

В результате условие удержания ионов W?E_T принимает вид:

.(1)

Покажем, что при уменьшении радиуса ШМ R действительно достигается выигрыш энергии W плазменных колебаний. Например, при адиабатическом сжатии имеем T_e=const(N_e)^г-1~R^-3(г-1) =R^-1.2 (г=1,4 для воздуха), L~R^0.9. Получим W=-(kT_e/2)R³/L³~ -R^-0.9. Таким образом, энергия плазменных колебаний W растет по абсолютной величине с уменьшением радиуса ШМ. Сила, удерживающая вещество ШМ, также увеличивается с уменьшением R: F=-ДW/ДR~ -R^-1.9. Аналогично, для изотермического сжатия можно получить W~ -R^-1.5 и F~ -R^-2.5. В этом случае зависимость W и F от R еще резче.

Условие (1) накладывает ограничение на число электронов и ионов в осцилляторе s. Из (1) следует s?T_e/T_i. Таким образом, в одном осцилляторе может удерживаться тем больше ионов, чем больше различие электронной и ионной температур. Вопрос: возможно ли удержание ионов при s<1? Ответ: нет, так как при s<1 число осцилляторов формально должно превысить число электронов, а полная электрическая энергия быть выше суммарной тепловой энергии электронов, что невозможно. Поэтому, в области s<1 выигрыш электрической энергии при уменьшении радиуса ШМ недостижим и, следовательно, отсутствует сила, удерживающая вещество ШМ.

Таким образом, к условию (1) необходимо добавить еще одно условие s?1, из которого следует выражение:

.(2)

При s=1 плазма ШМ неидеальна не только по ионам, но также и по электронам.

Третье условие может требовать, чтобы плотность плазмы не превышала плотности конденсированного вещества при температуре, соответствующей температуре ионов (случай неводородной плазмы), т.е.

.(3)

На рис.1 кривые 1, 2, 3 изображают соответственно условия (1), (2) и (3). Область фазового пространства, заключенная между данными кривыми является областью удержания вещества ШМ.



Рис.1. Область удержания вещества ШМ, ограниченная кривыми 1, 2, 3, в пространстве координат (температура электронов T_e - концентрация N_e). Температура ионов 300 К.

3. УСЛОВИЕ РАВНОВЕСИЯ ШМ

Предположим, что мы имеем полностью ионизованную плазму с параметрами, лежащими внутри области удержания, рис.1. Такая плазма может сжиматься под действием электрических сил до тех пор, пока давление, создаваемое электронами и ионами в областях между осцилляторами, где коллективное электрическое поле равно нулю, не станет равным внешнему атмосферному. (Внутри осциллятора давление выше атмосферного, но почти полностью уравновешивается электрическими силами). Условие равновесия может иметь вид:

,(4)

где P - атмосферное давление; величина T_e/s - электрическая энергия иона в осцилляторе, выраженная в температурных единицах; множитель N_eexp(-T_e/(T_is)) равен концентрации ионов, способных за счет тепловых флуктуаций покинуть электрическую потенциальную яму и попасть в пространство между осцилляторами. Число электронов, покидающих осциллятор равно числу ионов.

На рис.2 представлена рассчитанная с помощью (4) кривая 1, изображающая возможные состояния плазмы ШМ при нормальном атмосферном давлении P=10⁵ НЧм^-2 и температуре ионов 300 K (холодные ионы). Из рис.2 видно, что в полностью ионизованной плазме возможны высоколежащие состояния с большими значениями T_e, N_e из области удержания, а состояния с наименьшими значениями T_e, N_e, например, вблизи кривой 2 (рис.1), невозможны. Отметим, что именно эти состояния, с минимальными значениями T_e, N_e, технически легче достижимы и поэтому представляют для нас больший интерес. Ниже будет показано, что такие состояния могут существовать в плазме с горячими ионами при ионной температуре порядка нескольких тысяч градусов. А в плазме с холодными ионами состояния с наименьшими значениями T_e, N_e могут оказаться возможными в том случае, если в плазму добавить газ нейтральных атомов и(или) молекул, который мог бы создавать в областях между осцилляторами давление, близкое к атмосферному. Условие равновесия может иметь следующий вид:

.

T_a, N_a, d, a - соответственно температура, концентрация, средняя проекция дипольного момента на направление электрического поля, поляризуемость нейтральных атомов вещества ШМ. E=kT_e/(eL) - амплитуда напряженности электрического поля внутри осциллятора. dE, aе₀E²- энергии взаимодействия электрического поля, соответственно, с дипольным моментом и поляризацией атомов.

Кривые 2 и 3 на рис.2 изображают возможные состояния плазмы ШМ при нормальном атмосферном давлении и температуре атомов и ионов 300 K. Кривая 2 соответствует дипольному моменту атомов, равному нулю d=0, а кривая 3 - дипольному моменту, равному дипольному моменту молекулы воды d=6.15Ч10^-30 КулЧм. Поляризуемость атомов в обоих случаях полагалась равной a=10^-28 м³. Концентрация атомов N_a?2.5Ч10²⁵м^-3 (она выше концентрации в окружающей атмосфере N_a?P/(kT_a) при условии равенства температур). Из рис.2 видно что, введение в состав ШМ электронейтральных атомов и молекул делает возможным существование равновесных состояний плазмы вблизи нижней границы области удержания (кривые 2 и 3 пересекают эту границу). При этом, для молекул с бьльшим дипольным моментом условия образования ШМ оказываются существенно облегченными (ШМ может иметь меньшую температуру и концентрацию электронов) по сравнению с молекулами, у которых дипольный момент равен нулю. Этот вывод согласуется с многочисленными опытными данными 6-8., в соответствии с которыми долгоживущие плазменные образования наиболее легко получаются в электроразрядной установке при условии смачивания электродов установки водой, либо при напуске водяных паров в разрядную камеру.

Отметим, что при значении дипольного момента молекул ШМ меньшем, чем у молекул воды, но большем нуля, или при большем значении поляризуемости равновесная кривая состояний плазмы ШМ будет занимать промежуточное положение между кривыми 2 и 3, рис 2. При стремлении N_a>P/(kT_a) обе кривые 2 и 3 смещаются в область меньших значений концентраций электронов.



Рис.2. Кривые равновесия вещества ШМ с окружающей атмосферой при нормальном атмосферном давлении и температуре ионов 300 K в пространстве координат (температура электронов T_e - концентрация N_e). 1 - полностью ионизованная плазма, 2 -плазма, включающая газ нейтральных атомов, 3 - плазма, включающая газ нейтральных молекул, обладающих дипольным моментом.

4. ВРЕМЯ ЖИЗНИ ШМ

Полагаем, что время жизни ШМ определяется временем установления теплового равновесия между электронами и ионами. Оценки времени электрон-ионной релаксации по формулам для идеальной классической плазмы дают при N_e=10²⁵ м^-3 и T_e=10⁴ К ничтожно малое значение около 10^-8 с. На самом же деле в области данных значений N_e, T_e плазма неидеальна. Опыты с неидеальной плазмой показывают, что характерные времена в ней на много порядков превышают соответствующие времена идеальной плазмы. Так, согласно экспериментальным данным работы 4., коэффициент рекомбинации неидеальной водородно-кислородной плазмы при N_e=10²⁵ м^-3, T_e=10⁴ K составил г=10^-21 м³/с. Отсюда характерное время рекомбинации равно (гN_e)^-1=10^-4 с. Поскольку это время характеризует процесс релаксации электронной подсистемы, время электрон-ионной релаксации будет в M/m раз больше (M - масса иона, m - масса электрона). При M=28а.е.=4.7Ч10^-26 кг время релаксации составит 5 с. Это и есть время жизни ШМ. Большое значение времени релаксации в неидеальной плазме связывают со снижением потенциала ионизации атомов плазмы, исчезновением большинства верхних атомных энергетических уровней, сильным уширением уровней в микрополях 4.. В 5. уменьшение частоты рекомбинации в неидеальной плазме по сравнению с идеальной связывают со снижением концентрации слабосвязанных парных электрон-ионных флуктуаций. Образующаяся при этом щель в энергетическом спектре затрудняет процесс захвата электрона ионом.

Время жизни ШМ можно также оценить исходя из расчетов естественного времени жизни ридберговских атомов (атомов находящихся в высоковозбужденном состоянии). Действительно, в плазме ШМ вблизи нижней границы области удержания (вблизи кривой 2 рис.1) состояния электронов характеризуются близким к единице количеством s электронно-ионных пар в одном осцилляторе. В предельном случае s=1 осциллятор, вероятно, представляет собой квантовый объект - электрон в центрально-симметричном поле иона. На основании второго постулата Бора,

,

где - скорость электрона,

r - радиус орбиты,

ћ - постоянная Планка,

n - квантовое число, получим выражение:

.

Из него найдем значение квантового числа, например, для двух состояний плазмы при нормальном атмосферном давлении: для состояния N_e=6Ч10²⁴ м^-3 , T_e=14700 K (точка пересечения кривой 2 рис.2 с нижней границей области удержания) и для состояния N_e=0.9Ч10²³м^-3, T_e=3700 K (точка пересечения кривой 3 рис.2 с той же границей). В первом случае квантовое число n=25, а во втором n=50. Таким образом, осцилляторы могут рассматриваться как объекты, подобные ридберговским атомам. Ридберговские атомы имеют макроскопические размеры и макроскопическое время жизни. Естественное время жизни определяется выражением

t₀=t₁n³ 9.,

где t₁=10^-9 с. При n=25 время жизни составит t₀?10^-5 с, а при n=50 - t₀?10^-4 с.

В 10. была показана возможность образования из ридберговских атомов так называемого конденсированного ридберговского вещества. Между атомами ридберговского вещества действует металлическая связь, в основе которой лежит обменно-корреляционное взаимодействие валентных электронов. Распределение электронной плотности в ридберговском веществе оказывается очень неоднородным: электроны сосредоточены на границе ячейки Вигнера-Зейтца. При этом они отделены от центральной зоны потенциальным барьером, который существенно уменьшает вероятность излучательной и ударной рекомбинации (сюда относится процесс Пеннинга). При значениях квантового числа n>15-20 скорость излучательной рекомбинации в ридберговском веществе, как было показано расчетами авторов, преобладает над скоростью ударной рекомбинации. Оцененные нами значения n=25,50 подходят для этого случая. Поэтому, воспользуемся значением естественного времени жизни ридберговских атомов относительно излучательных переходов для оценки времени электрон-ионной релаксации в плазме ШМ. Для этого естественное время жизни, характеризующее вероятность столкновения электрона и иона в атоме, умножим на отношение масс иона и электрона M/m и получим время установления теплового равновесия между электронами и ионами, равное времени жизни ШМ. При n=25 время жизни ШМ равно 0.6 с, а при n=50 равно 5 с. Полученные оценки времени жизни ШМ не противоречат среднему опытному значению, составляющему около десяти секунд 1, 2..

Необходимо отметить, что приведенное выше выражение для естественного времени жизни относится к ридберговским атомам с низким значением орбитального квантового числа l (l<<n). Именно такие состояния имеют наибольшую вероятность распада в низшие состояния. Большинство же ридберговских атомов (при изначальной сильной перемешанности по значениям l) находятся в состояниях l?n, для которых вероятность распада в ниже лежащие состояния мала (пропорциональна l^-2), а соответствующее время жизни велико 11.. Другими словами, время жизни ШМ может намного превышать те значения, которые были оценены выше. Для этого необходима низкая скорость перемешивания по l, которая вероятно достигается при s=1 и n>15-20. При s>1 (снижение неидеальности), а также при числе нейтральных атомов и молекул в осцилляторе s_a>0, скорость ударной рекомбинации превысит скорость излучательной, время жизни ШМ будет уменьшаться. Плазменное вещество ШМ, в котором s+s_a>1, правильнее называть не ридберговским, а квазиридберговским, имея в виду то, что оно состоит из квантовых объектов - осцилляторов, более сложных по строению, чем ридберговские атомы.

Вопрос: Почему ШМ не разрушается за время естественного распада ридберговских состояний, равное t₀~10^-5ч10^-4с? Ответ: При естественном распаде ридберговского атома в состояние с меньшим значением квантового числа излучается электромагнитный квант (в основном миллиметровая-сантиметровая область спектра при n=25, 50; l?n). Длина пробега кванта до процесса его поглощения соседними осцилляторами в веществе ШМ обратно-пропорциональна концентрации осцилляторов и сечению поглощения, равному по порядку величины сечению фотоионизации ридберговского атома по Крамерсу

S₀=2.2Чл³/n⁵?10^-17м²

при длине волны фотона л=10^-3м 11.. При концентрации осцилляторов равной N_e~10²⁵м^-3 длина пробега составит (S₀N_e)^-1=10^-8м. Таким образом, электромагнитный квант, излучающийся при распаде ридберговского состояния, поглощается ближайшими осцилляторами, и состояние ШМ восстанавливается. За время t₀~10^-5ч10^-4с ШМ может потерять лишь поверхностный слой толщиной 10^-8м, который на много порядков меньше размера ШМ, около 10^-1м, согласно данным опыта 1, 2..

5. ОСОБЕННОСТИ ДИФФУЗИИ АТОМОВ И МОЛЕКУЛ В ШМ

Особенность диффузии электронейтральных атомов и молекул в ШМ состоит в том, что она протекает в присутствии часто осциллирующего в пространстве электрического поля осцилляторов. Атомы и молекулы, кинетическая энергия которых меньше электрической энергии взаимодействия дипольного момента и наведенной поляризации с данным полем, в диффузии не участвуют. Они совершают колебания внутри осцилляторов. Атомы и молекулы, у которых кинетическая энергия больше электрической, могут участвовать в диффузии. Но коэффициент диффузии для них, вероятно, определяется не длиной свободного пробега в веществе ШМ, а длиной сравнимой или лишь в несколько раз превышающей размер осциллятора. Действительно, согласно выводам квантовой механики, при пролете частицы над краем потенциальной ямы коэффициент отражения выражается формулой 12.

R=|(k₁-k₂)/(k₁+k₂)|²,

где k₁=(2mE_k)^0.5/ћ, k₂=(2m(E_k-U))^0.5/ћ,

E_k - кинетическая энергия атома или молекулы,

U - глубина потенциальной ямы.

При характерных для нейтральных атомов значениях параметров, E_k =0.024 эВ (при T_a=300 K), U?-E_k, получим значение коэффициента отражения R=0.03. Это значение мало, но при пролете частицы над десятью потенциальными ямами (количество краев в два раза превышает количество ям) результирующий коэффициент отражения, вычисленный по легко воспроизводимой грубой формуле составит . Получена заметная величина коэффициента отражения, позволяющая ограничить длину пробега атома или молекулы в ШМ величиной ~10L. В результате, для коэффициента диффузии атомов и молекул в ШМ можно записать приближенное выражение

,

где v_a - скорость теплового движения атомов и молекул. Согласно данному выражению, коэффициент диффузии равен D=2Ч10^-5 м²Чс^-1 для состояния плазмы ШМ в точке пересечения кривой 2 (рис.2) с нижней границей области удержания и при температуре атомов T_a=300 К.

Вычисленное значение коэффициента диффузии примерно в десять раз меньше коэффициента диффузии атомов в окружающей атмосфере. Таким образом, диффузионный перенос вещества (а также тепловой энергии) из ШМ в атмосферу и обратно значительно стеснен по сравнению с аналогичными процессами в атмосферном воздухе.

При влете атома или молекулы из окружающей атмосферы внутрь ШМ данная частица квантовомеханически отразится назад с вероятностью более 90% в слое сравнимом с длиной свободного пробега молекулы внутри ШМ (около 40L). Таким образом, внешняя молекула с большой вероятностью отразится от поверхности ШМ, не испытав столкновения с частицами ее вещества. Данное объяснение может быть ответом на вопрос - почему вещество ШМ и вещество окружающей атмосферы не перемешиваются друг с другом.

6. ЭВОЛЮЦИЯ ШМ

Полагаем, что в процессе эволюции ШМ температура ионов увеличивается вследствие электрон-ионной релаксации. Эволюция протекает в условиях равенства атмосферного давления и давления внутри ШМ. Плотность плазмы при этом неизбежно меняется. Электронная температура также меняется в соответствии с уравнением адиабаты T_e/(N_e)^г-1=const, где г=1,4 для воздуха. Будем полагать, что плотность нейтральных атомов и молекул изменяется пропорционально плотности электронов и ионов в силу ранее отмеченных особенностей поступательного движения атомов и молекул в ШМ.

Кривая 1 на рис.3 демонстрирует поведение концентрации электронов при изменении температуры ионов в ШМ в соответствии с выше приведенным условием равновесия и уравнением адиабаты. Начальным состоянием считалось состояние плазмы, соответствующее точке пресечения кривой 2 рис.2 с нижней границей области удержания вещества ШМ, N_e=6Ч10²⁴ м^-3, T_e=14700 К. Полагали N_a=4.2N_e. Согласно кривой 1 рис.3, плотность плазмы ШМ уменьшается по мере повышения ионной температуры.



Рис.3. Эволюция равновесной концентрации электронов N_e вещества ШМ при росте ионной температуры T_i. 1 - концентрация электронов, 2 - граничная концентрация, соответствующая порогу удержания; обе кривые при начальном состоянии N_e=6Ч10²⁴ м^-3, T_e=14700 К, T_i=300 К.

Кривая 2 на рис.3 изображает эволюцию граничной концентрации электронов, рассчитанной с помощью условия удержания (2) и уравнения адиабаты. Плазма ШМ удерживается при ионной температуре меньше температуры, соответствующей точке пересечения кривых 1, 2. В точке пересечения условие удержания плазмы перестает выполняться. ШМ прекращает свое существование. В точке пересечения температура ионов составляет около 2Ч10³ К (рис.3), что примерно на порядок меньше начальной температуры электронов. В связи с этим можно ожидать, что время жизни ШМ будет также примерно на порядок меньше выше оцененного времени жизни, т.е. будет равно сотым долям секунды. При меньшей начальной плотности и электронной температуре плазмы (например, соответствующих точке пресечения кривой 3 рис.2 с нижней границей области удержания) разрушение ШМ будет происходить при меньшей ионной температуре. Время жизни может составлять доли секунды.

7. ПОВЕРХНОСТНОЕ НАТЯЖЕНИЕ ШМ

Поверхностный слой ШМ образован тесно расположенными друг к другу структурными элементами - осцилляторами радиуса L. Коэффициент поверхностного натяжения ШМ у можно вычислить как работу A, совершаемую при перемещении монослоя осцилляторов единичной площади S из объема ШМ на ее поверхность, т.е. у=A/S. Работа A равна разности энергий связи монослоя осцилляторов с окружением на поверхности ШМ A_S=-еN_iLS и в объеме A_V=-2еN_iLS. Здесь численный множитель 2 учитывает взаимодействие с окружением через две поверхности, е=kT_e/(2s) - энергия кулоновского притяжения, приходящаяся на один ион, L - длина действия сил связи, равная радиусу Дебая. В результате для коэффициента поверхностного натяжения получим следующую формулу:

.

Приведем расчетные значения у для состояний плазмы, соответствующих точкам пересечения кривых 2, 3, рис.2 с нижней границей области удержания. Получим соответственно у=2Ч10^-3 (при N_e=6Ч10²⁴м^-3) и у=3Ч10^-5 ДжЧм^-2 (при N_e=0.9Ч10²³м^-3). Первое значение, соответствующее более плотной плазме, хорошо согласуется со значением, вычисленным на основании опытных наблюдений ШМ, около 10^-3 ДжЧм^-2 1..

9. ШМ НА ГОРЯЧИХ ИОНАХ

Выше было показано, что в полностью ионизованной плазме с холодными ионами равновесные состояния вблизи нижней границы области удержания вещества ШМ не существуют. Покажем, что такие состояния оказываются возможными в плазме с горячими ионами - при ионной температуре в несколько тысяч градусов.



Рис.4. Кривые равновесия вещества ШМ с окружающей атмосферой при нормальном атмосферном давлении в пространстве координат (температура электронов T_e - концентрация N_e) при температуре ионов 300 K (кривая 2) и 5000 К (кривая 4). Кривые 1, 3 - верхние границы области удержания при температурах ионов 300 и 5000 К, соответственно. Кривые 5, 6 - нижняя и правая границы области удержания вещества ШМ.

На рис.4 кривая 2 изображает равновесные состояния полностью ионизированной плазмы при нормальном атмосферном давлении и температуре ионов 300 К в соответствии с условием равновесия (4), а кривая 4 показывает аналогичные состояния при ионной температуре 5000 К. Видно, что в отличие от кривой 2 кривая 4 соприкасается с кривой 5, изображающей нижнюю границу области удержания вещества ШМ. Таким образом, в плазме с горячими ионами действительно возможны состояния плазмы вблизи нижней границы области удержания.

Численные оценки показывают, что плотность вещества, поверхностное натяжение, плотность внутренней энергии ШМ на горячих ионах около нижней границы области удержания близки к таковым для выше рассмотренной ШМ, состоящей из не полностью ионизованной плазмы с параметрами N_e=6Ч10²⁴ м^-3, T_e=14700 K, T_i=300 K.



Рис.5. Эволюция равновесной концентрации электронов N_e вещества ШМ (кривая 1) и граничной концентрации, соответствующей порогу удержания (кривая 2) при росте ионной температуры T_i; обе при начальной ионной температуре T_i=5000 К.

Рассмотрим эволюцию ШМ на горячих ионах. На рис.5 кривая 1 показывает адиабатическую эволюцию плотности вещества ШМ при повышении ионной температуры. При начальной плотности плазмы менее 10²⁵ м^-3 равновесная плотность вещества ШМ быстро уменьшается с повышением ионной температуры и становится ниже пороговой плотности (кривая 2), необходимой для выполнения критерия удержания. Такое вещество ШМ быстро распадается. В другом случае, когда начальная плотность плазмы выше 10²⁵ м^-3, эволюция вещества ШМ при росте ионной температуры протекает без нарушения критерия удержания вещества (кривые 1 и 2 не пересекаются при повышении ионной температуры). Плотность вещества ШМ увеличивается. При достижении предельного значения плотности, характерного для конденсированного вещества, условие равновесия по давлению перестает выполняться. ШМ вероятно должна закончить свое существование. Время жизни ШМ с такими параметрами может быть большим.

10. НЕВИДИМЫЕ, СВЕТЯЩИЕСЯ И ЧЕРНЫЕ ШМ

Оптические свойства ШМ, по-видимому, определяются отношением светимости вещества ШМ к светимости окружающих предметов, на фоне которых наблюдается ШМ, а также способностью ШМ поглощать видимый свет. В том случае, когда светимость ШМ на много слабее светимости фона, а вещество ШМ оптически прозрачно, ШМ может быть невидимой. Если при тех же условиях вещество ШМ оптически плотно, то ШМ может быть серой или черной. В том случае, когда светимость ШМ, велика по сравнению со светимостью окружающих предметов, ШМ будет выглядеть, как светящийся объект. Ее цвет определяется температурой, плотностью и химическим составом ее вещества.

Условие оптической прозрачности ШМ можно представить в виде d>>2R, где d=(S₀N_e)^-1 - длина свободного пробега кванта света до поглощения в веществе ШМ. После подстановки в явном виде сечения поглощения S₀=2.2Чл³/n⁵ 13. и среднего значения главного квантового числа осциллятора n=(3kT_em)^0.5L/h=(3е₀m/N_e)^0.5kT_e/(he) получим условие прозрачности в виде (в системе единиц СИ):

.(5)

Условие слабой светимости ШМ представим в виде J<<J₀,

где J - плотность мощности светового излучения ШМ,

J₀ - плотность мощности светового излучения от окружающих предметов (выберем ее равной, например,

4Ч10^-2 ВтЧм^-2, что соответствует освещенности в сумерки, равной 30 лк).

Величину J определим исходя из следующих соображений. Будем считать, что ШМ образована из квазиридберговского вещества - двухтемпературной плазмы с s+s_a?1. Излучение в видимой области спектра могут давать фотопереходы ридберговских атомов из высоко возбужденных состояний в состояние с главным квантовым числом, равным 2 (серия Бальмера), в соответствии с правилами отбора: (n,l)>(2,l-1) и (n,l)>(2,l+1), первое при l=1,2; второе при l=0, n>>1. Доля таких атомов от полного количества ридберговских атомов (при сильной начальной перемешанности состояний по l) мала. Она составляет , т.е. всего 0.4% при n=50. Если в процессе существования ШМ перемешивание по l будет затруднено, то оптические переходы серии Бальмера быстро «выгорят» и ШМ перестанет излучать в видимом диапазоне. Поэтому, для того, чтобы ШМ излучала видимый свет, ридберговские состояния должны перемешиваться. Это, по-видимому, легко осуществимо в плазме ШМ при количестве частиц в одном осцилляторе, s+s_a>1. Вероятность электрон-электронных столкновений, приводящих к перемешиванию состояний в ШМ, будем полагать примерно равной вероятности электрон-ионных столкновений внутри ридберговского атома, приводящих к его радиационному распаду (примерное равенство выполняется в ридберговском веществе при

n=15-20 10.).

Учитывая, что вероятность распада состояния (n,l), согласно 14., равна 10⁹/n³(l+0.5)²., получим вероятность заселения верхних состояний и последующих фотопереходов серии Бальмера: A_n=(9/n²)10⁹/n³(l+0.5)².. Далее найдем плотность мощности светового излучения ШМ: J=(hc/л)(2RN_e/6)A_n, где (hc/л) - энергия кванта света, (2RN_e/6) - число атомов, излучающих через единицу площади поверхности ШМ перпендикулярно поверхности. Условие слабой светимости ШМ в предположении l~n, а также после подстановки n в явном виде, может быть представлено следующим образом (в системе единиц СИ):

.(6)

На рис.6 кривые 1 и 2 изображают в пространстве координат T_e - N_e условия (5) и (6), соответственно. Полагали л=10^-6 м, R=0.15 м.

Рис.6. Кривые оптической прозрачности 1 и слабой светимости 2 ШМ, 3-5 - кривые, ограничивающие область удержания вещества ШМ. I - область невидимых ШМ, II - видимые прозрачные ШМ, III - видимые непрозрачные ШМ.

Кривые 1 и 2 делят область удержания вещества ШМ на три области: I - область параметров, соответствующих невидимым ШМ, II - область видимых прозрачных ШМ, III - область видимых непрозрачных ШМ. Подчеркнем, что условие слабой светимости (6) получено в предположении, что число частиц в осцилляторе s+s_a?1. В том случае, когда s+s_a>>1, преобладающей является ударно-радиационная рекомбинация. При этом интенсивность излучения плазмы будет высокой. В результате область параметров, соответствующих невидимым ШМ, может иметь лишь весьма небольшие размеры, как показано штриховкой на рис.6.

При плохом перемешивании квазиридберговских состояний по орбитальному квантовому числу, что вероятно возможно при числе частиц в осцилляторе s+s_a=1, n>15-20, состояния, излучающие в видимом спектре, могут «выгорать». Вследствие этого ШМ из области II вблизи нижней границы области удержания также могут быть невидимыми, а ШМ из области III могут иметь серый или черный цвет.

11. ШМ И КОНТРАКЦИЯ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО РАЗРЯДА В ГАЗЕ

Рассмотренный в данной работе механизм удержания плазмы ШМ очевидно может проявлять себя и в других физических объектах, содержащих плазму, например, в плазме электрического газового разряда. На наш взгляд он играет важную роль в явлении контракции разряда. Напомним, что явление контракции состоит в том, что при превышении некоторого критического тока самостоятельного тлеющего разряда, занимающего значительный объем пространства (при исследовании в трубках занимает весь объем трубки), разряд быстро сжимается, превращается в тонкий светящийся шнур. При этом электрическое поле и напряжение на вольт-амперной характеристике разряда скачком уменьшаются. В хорошо изученном разряде в неоне 15. контракция наблюдалась при токе 105-140 мА в диапазоне давлений 75-200 торр. в трубке радиусом 2.8 см. При давлении 113 торр. радиус шнура составлял 1.4 мм, концентрация электронов в шнуре - около 10¹⁹ м^-3.

В научной литературе явление контракции объясняют вероятными механизмами возникновения неустойчивостей диффузного (тлеющего) разряда 16. - ионизационно-перегревным, ступенчатой ионизацией, максвеллизацией электронов - обеспечивающими нелинейный рост скорости рождения электронов от концентрации N_e. Недостатком первого механизма является то, что он не подходит для описания явления в ряде газов с низким током контракции ~1 мА, например, в ксеноне 16., где существенного разогрева газа не происходит. Механизм ступенчатой ионизации должен приводить к зависимости тока контракции от давления газа, но опыты, например с неоном 15., такой зависимости не дают. Механизм максвеллизации электронов также испытывает затруднения при объяснении контракции в области пониженных давлений газа.

Мы полагаем, что контракция самостоятельного тлеющего разряда не исключает определенной роли указанных механизмов нелинейного размножения электронов, но в значительной степени происходит благодаря увеличению времени рекомбинации при выполнении условий удержания. Поэтому концентрация электронов в области удержания возрастает. Контракция возникает тогда, когда ток разряда, превышает значение минимально возможного тока в шнуре. Этот ток определяется минимальной плотностью электронов из области удержания плазмы, а также минимальным радиусом шнура при заданных давлении и температуре газа.

Минимальная плотность электронов N_min согласно рис.1 составляет N_min=5Ч10¹⁹ м^-3 при поперечной температуре электронов и ионов 300 К (продольные температуры электронов и ионов в контрагированном разряде выше и не совпадают друг с другом). (Равновесие по давлению в шнуре и снаружи шнура достигается благодаря присутствию в первом нейтральных атомов газа с концентрацией, близкой к концентрации газа снаружи). Отметим, что минимальная плотность электронов, найденная с помощью критерия удержания, блика к измеренной в опыте. Согласно опытным данным разных авторов эта плотность может составлять 10¹⁹ч10²⁰ м^-3 (например, обзор в 16.).

Минимальный радиус шнура r_min равен длине пробега электрона до рекомбинации с ионом и определяется выражением r_min=(Dф_r)^0.5, где D - коэффициент амбиполярной диффузии, ф_r - время рекомбинации.

Оценим r_min в неоне при давлении 113 торр. Коэффициент диффузии ионов равен

D_i=7Ч10^-5 м²с^-1 13..

Коэффициент амбиполярной диффузии D=2D_i=2Ч10^-4 м²с^-1 Время рекомбинации положим равным естественному времени жизни ридберговского атома ф_r=t₀=t₁n³. Для состояния плазмы с N_min=5Ч10¹⁹ м^-3, T_e=T_i=300 K время рекомбинации составит ф_r?3Ч10^-3 с. В результате получим значение радиуса шнура r_min?1 мм, что близко к выше цитированному экспериментальному значению.

Ток контракции оценим по формуле

,

где w - дрейфовая скорость электрона в электрическом поле (при давлении 113 торр. в неоне w=5Ч10³ м/с 13.). Получим расчетное значение тока контракции J?100 мА. Оно также близко к значению, наблюдаемому в опыте. Видим, что численные оценки не противоречат экспериментальным данным. Поэтому, явление контракции действительно может быть следствием самоудержания плазмы.

Электрическая дуга также представляет собой контрагированный разряд. Для нее характерны равенство электронной и ионной температур, более высокая температура плазмы, обеспечивающая более высокую концентрацию электронов в соответствии с законом N_min~T_i³ (см. условие (1) и (2)), радиус шнура r?r_min.

С помощью идеи самоудержания плазмы, по-видимому, можно также объяснить образование катодных и анодных пятен в дуговом разряде.

12. ШМ НА ОСНОВЕ ТЕРМИЧЕСКОЙ ПЛАЗМЫ

Условия удержания двухтемпературной плазмы с однократной ионизацией ионов (1), (2) перепишем на случай произвольной кратности ионизации z?1. Получим:

,(7)

.(8)

В пространстве координат (T_e-N_e) кривые, изображающие условия (7) и (8), пересекаются при температуре электронов T_e=T_i/z, в z раз меньшей температуры ионов. Следовательно, существует интервал плотностей электронов, в котором плазма способна удерживаться при равенстве электронной и ионной температур (термическая плазма). Это интервал плотностей N_e=N_iz=1.9Ч10¹²T_i³z^-4чz^-2.. О времени жизни ШМ, состоящей из термической плазмы, можно сказать, что из-за отсутствия длительного процесса выравнивания электронной и ионной температур оно должно быть в M/m раз меньше, чем в двухтемпературной плазме.

Практический пример удержания термической плазмы приведен в работе 17.. Плазму наблюдали в слабоионизированном потоке газа от плазменного источника при атмосферном давлении, в который инжектировали пылевые частицы. При температуре 1700 К пылевые частицы приобретали в плазме большой положительный заряд (выступали в качестве многозарядных ионов) и образовывали упорядоченную структуру типа жидкости со следующими параметрами: концентрация пылевых частиц N_i=5Ч10¹³м^-3, заряд частиц z=10³, концентрация электронов N_e=5Ч10¹⁶м^-3. В качестве механизма удержания пылевых частиц рассматривалось «теневое» притяжение, возникающее вследствие конденсации плазмы на поверхности частиц и увлечения нейтральных атомов 18.. В 19. численными расчетами было показано, что в дебаевской плазме между двумя пылевыми частицами возможно притяжение на расстоянии порядка радиуса Дебая, которое возникает вследствие притяжения частиц к электронам, расположенным на оси между частицами. В целом же, механизм удержания пылевой плазмы остается открытым.

Вычислим концентрацию пылевых частиц исходя из предложенной нами модели удержания плазмы. Будем считать, что параметры плазмы лежат вблизи нижней границы области удержания. Тогда в одном осцилляторе содержится лишь одна пылевая частица s_i=(4/3)рL³N_i=1. Отсюда получим значение концентрации частиц N_i=(4/3)рL³.^-1=10¹⁴м^-3, близкое к экспериментальному. Если учесть, что пылевые частицы в термической плазме имеют упорядочение, близкое к жидкоподобному или кристаллическому, тогда объем, занимаемый одной частицей, равен (2L)³ вместо (4/3)рL³. В результате получим значение N_i=5Ч10¹³м^-3, которое совпадает с экспериментальным значением.

Таким образом, существование ШМ на основе термической плазмы возможно, однако время ее жизни в отсутствии внешнего подвода энергии может быть во много раз меньше, чем в случае двухтемпературной плазмы.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Предложенная модель ШМ на основе двухтемпературной неидеальной плазмы позволяет численно оценить основные параметры - плотность, энергию, время жизни, поверхностное натяжение ШМ. Эти параметры по порядку величины совпадают с теми, которые были определены на основании опытных наблюдений данного явления. Таким образом, рассмотренная модель представляет интерес для дальнейшего ее исследования. Она может позволить оценить какие-либо дополнительные параметры объекта, а также использоваться для модификации методов получения лабораторных аналогов ШМ и углубления понимания этого интереснейшего физического феномена. В частности, очевидно, что для получения двухтемпературной плазмы необходима электроразрядная установка. При минимальных энергозатратах ШМ можно получить из атомов полярного или легко поляризующегося вещества. Принудительное охлаждение ШМ с целью снижения ее ионной температуры, вероятно, могло бы увеличить ее время существования. Эти и множество других рекомендаций можно предложить на основании двухтемпературной плазменной модели ШМ.

Основные положения настоящей работы опубликованы в 20..

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Стаханов И.П. О физической природе шаровой молнии. М.: Энергоатомиздат. 1985.

2. Смирнов Б.М. Проблема шаровой молнии. М.: Наука. 1988.

3. Manykin E. A., Ozhovan M. I. and Poluektov P. P. // Chem. Phys. Rep. 2000. v.18. p.1353.

4. Федорович О.А., Войтенко Л.М. // Вопросы атомной науки и техники. Сер.: Плазменная электроника и новые методы ускорения (6). 2008. №4. С. 288-293.

5. Lankin A. V. // Sov Phys JETP. 2008. v.107. p.870.

6. Протасевич Е.Т. Экспериментальное моделирование долгоживущих плазменных образований. //Сб. тез. докл. под ред. проф. Смирнова Б.М. «Шаровая молния». М.: ИВТАН. 1991.

7. Егоров А.И., Степанов С.И., Шабанов Г.Д. // УФН. 2004. Т.174. №1. С. 107-109.

8. Куриленков Ю.К., Протасевич Е.Т. // Письма в ЖТФ. 1989. Т.15. Вып.14. С. 7-12.

9. Делоне Н.Б.// Соросовский образовательный журнал. 1998. №4. С. 64-70.

10. Маныкин Э.А., Ожован М.И., Полуэктов П.П. // ЖЭТФ. 1994. Т.105. №1. С. 50-61

11. Делоне Н.Б., Крайнов В.П., Шепелянский Д.Л. // УФН. 1983. Т.140. №3. С.355-392.

12. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т.III. Квантовая механика (нерелятивистская теория). М.: Наука. 1989. 768 с.

13. Бабичев А.П., Бабушкина Н.А., Братковский А.М. и др. Физические величины: Справочник. Под. Ред. И.С.Григорьева, Е.З.Мейлихова. М.: Энергоатомиздат. 1991. 1232 с.

14. Безуглов Н.Н., Борисов Е.Н., Веролайнен Я.Ф. Распределение радиационных времен жизни по возбужденным состояниям атомов и ионов. // УФН. 1991. Т.161. №1. С.3-29.

15. Голубовский Ю.Б., Зинченко А.К., Каган Ю.М. // ЖТФ. 1977. Т.47. С.1478.

16. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М.: Наука. 1992. 536 с.

17. Фортов В.Е., Храпак А.Г., Храпак А.С. и др. // УФН. 2004. Т.174. №5. С.495-544.

18. Игнатов А.М. // Физика плазмы. 1996. Т.22. С.648.

19. Гудиенков В.А., Яковленко С.И. // Письма в ЖТФ. 2002. т.28. в.10. С.46.

20. Шавлов А.В. Параметры шаровой молнии, вычисляемые с помощью двухтемпературной плазменной модели. Институт криосферы Земли СО РАН. Тюмень. 2008. 17 с.: Ил. 3. Библиогр.: 17 назв. Рус. Деп. в ВИНИТИ 04.03.08 №195-B2008.

Размещено на Allbest.ru