Neneutrální plazma - Non-neutral plasmas

Non-neutrální plazma je plazma , jehož náboj vytváří elektrické pole dostatečně velká sehrát důležitou nebo dokonce dominantní roli v plazmových dynamiky. Nejjednoduššími neutrálními plazmy jsou plazmy sestávající z jediného druhu náboje. Příklady jednodruhových neneutrálních plazmat, která byla vytvořena v laboratorních experimentech, jsou plazmy sestávající výhradně z elektronů , plazmy čistých iontů , pozitronové plazmy a antiprotonové plazmy.

Neneutrální plazma se používají pro výzkum základních plazmatických jevů, jako je přenos křížového magnetického pole, nelineární vírové interakce a plazmové vlny a nestability . Byly také použity k vytvoření studené neutrální antihmoty pečlivým mícháním a rekombinací kryogenního čistého pozitronu a čistých antiprotonových plazmat. Positronová plazma se také používají v experimentech atomové fyziky, které studují interakci antihmoty s neutrálními atomy a molekulami. Kryogenní plazmy čistých iontů byly použity ve studiích silně vázaných plazmat a kvantového zapletení . Prozaičtěji se čistá elektronová plazma používají k výrobě mikrovln v mikrovlnných pecích prostřednictvím nestability magnetronu .

Neutrální plazma v kontaktu s pevným povrchem (tj. Většina laboratorních plazmatů) je obvykle ve svých okrajových oblastech neutrální. Kvůli nerovnoměrným ztrátám na povrchu pro elektrony a ionty se vytváří elektrické pole ( „ambipolární pole“ ), které zadržuje mobilnější druhy, dokud nejsou ztráty stejné. Elektrostatický potenciál (měřený v elektronvoltech) potřebný k vytvoření tohoto elektrického pole závisí na mnoha proměnných, ale často je na řádu teploty elektronů.

Neneutrální plazma, u níž mají všechny druhy stejnou známku náboje, má ve srovnání s neutrálními plazmy výjimečné zadržovací vlastnosti . Mohou být uzavřeny v tepelném rovnovážném stavu pouze za použití statických elektrických a magnetických polí v konfiguraci Penningovy pasti (viz obr. 1). Bylo dosaženo doby zadržení až několika hodin. Použitím metody "rotující stěny" lze dobu zadržování plazmy libovolně prodloužit.

Taková neutrální plazma mohou také přistupovat k novým stavům hmoty. Například mohou být ochlazeny na kryogenní teploty bez rekombinace (protože neexistují žádné opačně nabité druhy, se kterými by se rekombinovaly). Pokud je teplota dostatečně nízká (obvykle řádově 10 mK), může se z plazmy stát nenulová kapalina nebo krystal . Tělo-krychlovou strukturu těchto plazmových krystalů byla pozorována Bragg rozptylu v experimentech na laserových chlazené čistý berylia plazmatu.

Obr. 1. Schéma neneutrální plazmy uzavřené v Penningově pasti.

Rovnováha jednoho druhu neneutrální plazmy

Neneutrální plazma s jedinou známkou náboje lze omezit na dlouhou dobu pouze pomocí statických elektrických a magnetických polí. Jedna taková konfigurace se nazývá Penningova past , podle vynálezce FM Penninga . Válcová verze pasti je také někdy označována jako Penning-Malmbergova past, po prof. Johnu Malmbergovi. Lapač se skládá z několika válcově symetrických elektrod a rovnoměrného magnetického pole aplikovaného podél osy lapače (obr. 1). Plazma jsou omezena v axiálním směru předpětím koncových elektrod tak, aby se vytvořila axiální potenciálová jímka, která zachytí náboje daného znaménka (znaménko je na obrázku považováno za kladné). V radiálním směru je omezení zajištěno Lorentzovou silou v × B v důsledku rotace plazmy kolem osy pasti. Plazmová rotace způsobí Lorentzovu sílu směřující dovnitř, která pouze vyvažuje síly směřující ven způsobené nneutralizovanou plazmou a odstředivou silou. Matematicky rovnováha radiálních sil implikuje rovnováhu mezi elektrickými, magnetickými a odstředivými silami:

${\ displaystyle 0 = qE_ {r} + qv _ {\ theta} B + m {v _ {\ theta}} ^ {2} / r,}$

( 1 )

kde se předpokládá, že částice mají hmotnost m a náboj q , r je radiální vzdálenost od osy pasti a E _r je radiální složka elektrického pole. Tuto kvadratickou rovnici lze vyřešit pro rychlost otáčení , což vede ke dvěma řešením, pomalé rotaci a rychlé rotaci. Rychlost rotace u těchto dvou řešení lze zapsat jako ${\ displaystyle v _ {\ theta}}$${\ displaystyle \ omega = -v _ {\ theta} / r}$

${\ displaystyle \ omega = {\ frac {\ Omega _ {c}} {2}} \ pm {\ sqrt {{\ Omega _ {c}} ^ {2} / 4-qE_ {r} / {mr} }}}$,

kde je frekvence cyklotronu . V závislosti na radiálním elektrickém poli řešení rychlosti otáčení spadají do rozsahu . Režimy pomalé a rychlé rotace se setkávají, když je elektrické pole takové . Tomu se říká Brillouinův limit; je to rovnice pro maximální možné radiální elektrické pole, které umožňuje plazmové omezení. ${\ displaystyle \ Omega _ {c} = qB / m}$${\ displaystyle 0 \ leq \ omega / \ Omega _ {c} \ leq 1}$${\ displaystyle qE_ {r} / {mr} = {\ Omega _ {c}} ^ {2} / 4}$

Toto radiální elektrické pole může souviset s hustotou plazmatu n prostřednictvím Poissonovy rovnice ,

${\ displaystyle {\ frac {1} {r}} {\ frac {\ částečné} {\ částečné r}} (rE_ {r}) = qn / \ epsilon _ {0},}$

a tuto rovnici lze použít k získání vztahu mezi hustotou a rychlostí rotace plazmy. Pokud předpokládáme, že rychlost rotace je v poloměru stejnoměrná (tj. Plazma se otáčí jako tuhé těleso), pak Eq. (1) znamená, že radiální elektrické pole je úměrné poloměru r . Řešení pro E _r z této rovnice z hlediska a dosazení výsledku do výnosů Poissonovy rovnice ${\ displaystyle \ omega}$

${\ displaystyle n = {\ frac {2 \ epsilon _ {0} m \ omega (\ Omega _ {c} - \ omega)} {q ^ {2}}}.}$

( 2 )

Tato rovnice znamená, že maximální možná hustota nastává na Brillouinově limitu a má tuto hodnotu

${\ displaystyle n_ {B} = {\ frac {\ epsilon _ {0} m {\ Omega _ {c}} ^ {2}} {2q ^ {2}}} = {\ frac {B ^ {2} / (2 \ mu _ {0})} {mc ^ {2}}}}$

kde je rychlost světla. Hustota zbytkové energie plazmy, n · m · c ² , je tedy menší nebo rovna hustotě magnetické energie magnetického pole. Jedná se o poměrně přísný požadavek na hustotu. Pro magnetické pole 10 tesla je hustota Brillouin pro elektrony pouze n _B =${\ displaystyle c = 1 / {\ sqrt {\ mu _ {0} \ epsilon _ {0}}}}$${\ displaystyle B ^ {2} / (2 \ mu _ {0})}$4,8 × 10 ¹⁴  cm ^-3 .

Hustota predikovaná rovnicí (2), zmenšená podle Brillouinovy ​​hustoty, je zobrazena jako funkce rychlosti otáčení na obr. (2). Dvě rychlosti rotace poskytují stejnou hustotu, což odpovídá řešení pomalé a rychlé rotace.

Obr. 2. Hustota versus rychlost rotace pro plazmu jednoho druhu uzavřenou v Penningově pasti.

Procesy ztráty plazmy; metoda rotující stěny

V experimentech na plazmech jednotlivých druhů nejsou rychlosti rotace plazmy v řádu desítek kHz neobvyklé, dokonce ani v režimu pomalé rotace. Tato rychlá rotace je nezbytná k zajištění omezující radiální Lorentzovy síly pro plazmu. Pokud je však v pasti neutrální plyn, kolize mezi plazmou a plynem způsobí zpomalení rotace plazmy, což vede k radiální expanzi plazmy, dokud nedojde ke kontaktu s okolními elektrodami a nebude ztracena. Tento proces ztráty lze zmírnit provozem lapače ve velmi vysokém vakuu. Avšak i za takových podmínek může být plazmová rotace stále zpomalena interakcí plazmy s "chybami" ve vnějších omezujících polích. Pokud tato pole nejsou dokonale válcově symetrická, mohou asymetrie kroutit na plazmu a snižovat rychlost otáčení. Takovýmto polním chybám se nelze vyhnout v žádném skutečném experimentu a omezují dobu zadržování plazmy.

Tento mechanismus ztráty plazmy je možné překonat aplikací chyby rotujícího pole na plazmu. Pokud se chyba otáčí rychleji než plazma, působí tak, že roztočí plazmu (podobně jako rotující čepel mixéru způsobí točení jídla), čímž působí proti účinkům polních chyb, které jsou v laboratoři stacionární. Tato chyba rotujícího pole se označuje jako „rotující stěna“, po teoretické myšlence, že by bylo možné zvrátit účinek asymetrie pasti jednoduchým otočením celé pasti na frekvenci rotace plazmy. Vzhledem k tomu, že je to nepraktické, místo toho otáčí elektrické pole pasti spíše než celou pasti, a to aplikací vhodně fázovaných napětí na sadu elektrod obklopujících plazmu.

Kryogenní neneutrální plazma: korelované stavy

Když je neneutrální plazma ochlazena na kryogenní teploty, nerekombinuje se na neutrální plyn, jako by to byla neutrální plazma, protože neexistují žádné opačně nabité částice, se kterými by se rekombinovaly. Výsledkem je, že systém může přistupovat k novým silně spjatým neutrálním stavům hmoty, včetně plazmatických krystalů sestávajících pouze z jednoho druhu náboje. Tato silně spojená neutrální plazma jsou parametrizována parametrem vazby Γ, definovaným jako

${\ displaystyle \ Gamma = {\ frac {q ^ {2}} {4 \ pi \ epsilon _ {0} k_ {B} Ta}},}$

kde je teplota a je Wigner-Seitzův poloměr (nebo střední mezičásticový rozestup), daný z hlediska hustoty výrazem . Parametr vazby lze považovat za poměr střední energie interakce mezi páry nejbližších sousedů a střední kinetickou energii řádu . Když je tento poměr malý, interakce jsou slabé a plazma je téměř ideálním plynem nábojů pohybujících se ve středním poli vytvářeném ostatními náboji. Jsou-li však důležité interakce mezi částicemi a plazma se chová spíše jako kapalina nebo dokonce jako krystal, pokud je dostatečně velký. Počítačové simulace a teorie ve skutečnosti předpovídaly, že pro nekonečnou homogenní plazmu systém vykazuje postupný nástup řádu krátkého dosahu konzistentního se stavem podobným kapalině a předpokládá se, že dojde k fázovému přechodu prvního řádu do těla -středivý krychlový krystal pro . ${\ displaystyle T}$${\ displaystyle a}$${\ displaystyle n}$${\ displaystyle 4 \ pi a ^ {3} n / 3 = 1}$${\ displaystyle q ^ {2} / (4 \ pi \ epsilon _ {0} a)}$${\ displaystyle k_ {b} T}$${\ displaystyle \ Gamma> 1}$${\ displaystyle \ Gamma}$${\ displaystyle \ gama \ přibližně 2}$${\ displaystyle \ Gamma \ simeq 175}$

Experimenty pozorovaly tento krystalický stav v čisté iontové plazmě berylia, která byla laserem ochlazena na teplotní rozsah milikelvinů. Střední rozestup mezi částicemi v tomto čistém iontovém krystalu byl řádově 10 - 20  um , mnohem větší než v neutrálním krystalickém materiálu. Tato rozteč odpovídá hustotě v řádu 10 ⁸ -10 ⁹  cm ^-3 , poněkud menší, než je mez Brillouin pro berylia v 4,5 tesla magnetického pole experimentu. K získání hodnoty v silně vázaném režimu byly poté požadovány kryogenní teploty . Pokusy měřily krystalovou strukturu technikou Braggova rozptylu , kdy byl z krystalu rozptylován kolimovaný laserový paprsek, zobrazující Braggovy vrcholy v očekávaných úhlech rozptylu pro mřížku bcc (viz obr. 3). ${\ displaystyle \ Gamma}$

Když je laserem chlazen malý počet iontů, tvoří krystalické „Coulombovy klastry“. Symetrie klastru závisí na formě externích omezujících polí. Interaktivní 3D pohled na některé z klastrů najdete zde .

Obr. 3. Falešný barevný obraz UV laserového světla, které prošlo Braggovým rozptylem čistým iontovým krystalem.

Reference