проект "СиЗиФ" |
Е.E. Антонова, М.Ф. Бахарева, В.Н. Ломоносов, Б.А. ТверскойУскорительные механизмы в космосеУчебное пособие НИИЯФ и Физ.фак. МГУ, 1988 |
Глава 7. Ускорение в сдвиговых течениях В
космической плазме сдвиговые течения плазмы обычно сопровождаются надтепловыми
потоками заряженных частиц. Рассмотрим
первоначально качественную картину ускорения частиц в области двумерного
сдвигового течения бесстолкновительной плазмы при наличии рассеивающих центров,
роль которых выполняют случайные турбулентные неоднородности магнитного поля.
На рис. 7.1. показана зависимость скорости потока плазмы и, текущей в
направлении х, от координаты у при
наличии сдвига скоростей, т.е. когда скорость плазмы изменяется в направлении,
поперечном ее движению. Будем считать рассеяние частиц на магнитных
неоднородностях упругим, а скорость
частицы υ»u. Движение частицы удобно представить в виде совокупности колебаний между
двумя рассеивающими центрами. Так, если частица колеблется между центрами А и
В, причем uA>uB
и xA<xB
(рис.7.1) энергия ее будет нарастать, т.к. центры А и В сближаются. Для центра
В', расположенного симметрично центру В
(у'В=уВ, хА-х'В=хВ-хА), ситуация обратная - центры А и В'
удаляются и частица теряет энергию. Если ι
- расстояние между центрами, dι/dt=w - относительная
скорость движения рассеивающих центров, то изменение энергии ε частицы с точностью до членов ~(u/v)2 , (7.1) Из
выражения (7.1) следует, что суммарный вклад в dε/dt от центров В и
В' положителен и равен 4εω2(ιυ)-1. При усреднении по
всем рассеивающим центрам в рамках адиабатического
приближения с точностью и/υ
ускорение отсутствует, т.е. <dε/dt>=0 . При усреднении с точностью до членов ~(u/υ)2
с учетом того, что вероятность пройти частице путь ι без рассеяния есть
exp(-ι/λ) (где λ - длина свободного пробега),
получаем , (7.2) где a=const (в нашем
простейшем рассмотрении а=1/2).
Обобщение (7.2) показывает, что скорость набора энергии в сдвиговых
течениях пропорциональна квадрату
ротора гидродинамической скорости (в нашем
рассмотрении (rotu)2=(du/dy)2). Физический смысл полученного результата
можно пояснить с использованием рис. 7.1. За среднее время между рассеяниями τ частица смещается вдоль
направления оси у на среднее
расстояние τυ/3. Из-за
того, что скорость рассеивающих центров меняется при этом на величину Δu"(τυ/3)(du/dy), рассеяние частицы будет сопровождаться изменением ее
импульса на Δp~(Δu)p/υ, причем положительный и отрицательный знаки этого
приращения равновероятны. Поэтому процесс изменения энергии частиц носит
характер диффузии в фазовом пространстве с коэффициентом диффузии , (7.3) Из
выражения (7.3) следует, что чем большие изменения испытывает скорость плазмы и на длине свободного пробега λ=τυ, тем выше темп ускорения. По аналогии с обычной
столкновительной средой процесс ускорения частиц в сдвиговых течениях плазмы
часто называют фрикционным. Последовательное
описание распространения быстрых частиц в плазме состоит в осуществлении
процедуры усреднения (смотри гл.6) по реализациям хаотического магнитного поля,
имеющего случайную природу. Выполнение
этой процедуры в уравнении Лиувилля для функции распределения быстрых частиц,
которая испытывает случайные флуктуации на тех же масштабах, что и магнитное
поле, приводит к кинетическому уравнению для усредненной по возможным
реализациям магнитного поля функции распределения F , (7.4) где v
- скорость частицы в системе координат наблюдателя, а интеграл столкновений StF описывает влияние хаотического
магнитного поля на движение частиц. При
выводе (7.4) было предположено, что регулярное магнитное поле отсутствует.
Запишем интеграл столкновений через дифференциальное сечение рассеяния dσ.
В соответствии с определением
дифференциального сечения, число столкновений, происходящих в
объеме d3r в течение времени dt
и сопровождающихся изменением
импульса от р до р', равно , (7.5) где Nc
- концентрация
частиц, и где индексом u обозначены величины в сопутствующей
системе координат, т.е. в системе координат, которая движется относительно наблюдателя со скоростью u.
Величины r,p,t и ru,
pu, tu
связаны между собой преобразованиями Лоренца. Изменение числа частиц в объеме d3r за время dt , (7.6) Согласно
определению, интеграл столкновений есть изменение числа частиц N(p), отнесенное к величине фазового объема d3rd3p
и к интервалу времени dt. Учитывая инвариантность величин d3rdt и d3rd3p, приходим к выражению , (7.7) где ε=m0c2/(1-υ2/c2)1/2 - полная энергия частицы, m0 -
ее масса покоя. Упругий характер
процесса рассеяния позволяет представить сечение в виде , (7.8) где - угол, определяющий
направление импульса частицы. Если рассеяние частиц осуществляется изотропно, то Φ=1, и
интеграл столкновений можно записать в виде , (7.9) где Fu(pu)/4π - усредненная по углам функция
распределения, τ=(Ncvuσ0)-1 - среднее время
между рассеяниями. Изложенный
полуфеноменологический подход позволяет рассматривать процесс ускорения без
конкретизации свойств рассеивающей плазменной турбулентности. Перейдем в левой
части (7.4) к сопутствующей системе координат в соответствии с преобразованиями
Лоренца. Учитывая, что Fu(ru,pu)=F(r,p), и используя выражение (7.9), получаем , (7.10) где по дважды
повторяющимся индексам производится суммирование, а индекс u кроме функции Fu для краткости опущен. Поясним преобразование
левой части уравнения (7.4). При этом будем рассматривать случай
нерелятивистских частиц, когда υ<<с,
но будем считать υ»u. Изменение импульса со временем связано с
изменением кинетической энергии в нерелятивистском случае E=mv2/2=pp/2m, соотношением , где vα=drα/dt . Учитывая, что в сопутствующей системе
координат при упругих рассеяниях скорость не изменяется, (т.е. duβ/dt=0), получаем (dpβ/dt)=-pα(∂uβ/∂rα), где (-∂uβ/∂rα) - уменьшение составляющей uβ скорости плазмы u
при увеличении перпендикулярной к rβ координаты rα.
При использовании данного соотношения третье слагаемое в левой части (7.4)
преобразуется к виду , (7.11) где . Из (7.11) и (7.9) получаем (7.10). Для получения
уравнения ускорения разложим
функцию Fu(r,p,t) в ряд по степеням Ω,
ограничиваясь членами второго порядка , (7.12) где - нулевой, первый
и второй моменты функции распределения Fu(r,p,t). Будем считать, что компоненты второго момента удовлетворяют
условию Fαα=0. При этом нулевой момент является
изотропной частью функции распределения .
Подставляя (7.12) в (7.10), домножая (7.10) последовательно на 1, Ωα,ΩαΩβ,
и усредняя по углу , получаем уравнения, связывающие моменты , , (7.13) Необходимым
условием адекватности разложения (7.12) является малость второго момента <<. Из (7.13) следует, что это условие выполняется
для достаточно быстрых частиц со скоростями υ>>u, если скорость
плазмы мало меняется на расстоянии
порядка длины свободного пробега частиц, так что λ|du/dy|«u. Используя
метод последовательных приближений и сохраняя члены не выше второго порядка по u/v, можно получить
из (7.13) выражения для моментов , (7.14) и уравнение
для изотропной части функции распределения , (7.15) где принято r1=x,
r2=y
и коэффициент диффузии в импульсном пространстве при течении, показанном на
рис. 7.1., имеет вид . (7.16) Т.о.
кинетическое рассмотрение привело с точностью до численного множителя к такому же значению D,
что и качественное. Первый член в правой части (7.15) описывает
пространственную диффузию, второй - процесс ускорения. При
однородных граничных условиях решение стационарного уравнения (7.15) имеет
простой универсальный вид , (7.17) где
показатель спектра q=3+η
зависит от единственного параметра η, характеризующего
зависимость времени между рассеяниями τ
от импульса . (7.18) Т.о. в
процессе ускорения формируется степенной спектр. Характерной
особенностью ускорения на сдвиговых течениях является наличие анизотропии в угловом распределении частиц. Угловую зависимость функции распределения можно
представить в виде F(y,p)
= F(y,p)(1+a1cosθ+ a2sin2θcosφ),
(7.19) где , , θ – угол
между вектором р и осью х, φ - угол между проекцией вектора р на плоскость Oyz и осью у. Из выражения (7.19) следует, что вклад второй сферической
гармоники в угловое распределение частиц максимален при углах θ=45° и 135°. По порядку величины модуль коэффициента а2 при второй сферической
гармонике составляет [(q+2)/2](u/υ)(λ/L),
где L
- характерный
масштаб изменения крупномасштабной
скорости плазмы. Для частиц, пробег которых λ=τυ
сравним с величиной L, коэффициент а2 может достигать величины порядка u/υ. Этот факт может служить
отличительной особенностью ускорения
частиц в сдвиговых течениях плазмы. При
однородных в пространстве начальных и граничных условиях развитие фрикционного
процесса ускорения во времени описывается уравнением , (7.20) где
коэффициент диффузии дается выражение (7.16), а время между рассеяниями
выражением (7.18). Начальное условие , (7.21) отвечает
ситуации, когда в момент времени t=t0 инжектируются моноэнергичные частицы с концентрацией N0. Решение уравнения (7.20) можно
получить методом разделения
переменных. Оно имеет вид , (7.22) где Iv
– функция Бесселя мнимого аргумента. , (7.23) Из (7.22)
следует, что при η≥0 в результате ускорения формируется
степенной спектр с показателем q=3+η
во всей области импульсов р≥р0 за конечный промежуток времени , где τ0
- значение τ при р=р0. В случае η<0 спектр имеет
экспоненциальный вид, а характерное время его установления в диапазоне от р0 до р есть . |
назад, гл.6 | оглавление | литература | ||||||
другие обзоры |