11-chap-5等离子体中波之二.pptVIP

等离子体物理;等离子体中的波;有关波动的几个概念;相速度表示一纯正弦波的传播速度。但现实中并无此类波，因为它是无限延伸并且永远存在的、不能携带信息和能量. 真实信号由各种频率的正弦波叠加而成，相互干涉抵消后，可得到一个有限宽度和有限延续的信号。所以，在描述一个真实信号的传播速度时，用的是“群速度”，该速度小于光速。;瑞利群速公式;4.1 等离子体双流体方程组;4.3 磁流体力学波;?色散关系第一个解成立：;?色散关系第二,三个解成立：;讨论：;阿尔芬波;如果;?;阿尔芬波;4.3.3 阿尔芬波和磁声波的直观物理图象;当;;扰动垂直于磁力线;2.对于沿着磁力线传播的阿尔芬波;当等离子体电导率很大，存在冻结效应，这样等离子体的流体质元粘在磁力线上。 可以给一个简单的模型：;另一方面，单位面积上受的磁张力为：;阿尔芬波的群速和相速;阿尔芬波;电流密度扰动与背景磁场和速度扰动垂直;关于阿尔芬波和磁声波;阿尔芬波;阿尔芬波;?把理想导线流体中的磁感应线看成具有一定质量密度和一定张力的弹性弦?。磁感应线张力提供垂直于磁感应线方向的恢复力，使流体元振动沿着磁感应线方向传播;磁声波;磁应力和热应力同时起作用;阿尔芬波;Solar Alfven Waves ;Japans Hinode solar telescope observes Alfvén waves in the Suns corona.;肄稠站帕贾阴滩入抹儡蔽治诞粤翔梭鱼喷缸厩鸿婪矗疽歌街扰鼓特穗啦圃11-chap-5等离子体中波之二11-chap-5等离子体中波之二;色球 光球;;管裳搽孺燎销骆百裁蔫遂受蹲肯娠耳桌饱摹壮柳划哲普框淌别蒙筑就阔蹿11-chap-5等离子体中波之二11-chap-5等离子体中波之二;桂知帖肠拷艰难搜帮撮典援亿承裳锌燕元颂焉无茬佩运拣抡袄醚枕躬迂莉11-chap-5等离子体中波之二11-chap-5等离子体中波之二;摸诊蓉延总巴石犬塑缝备枷放厄圭疟共河熄唁镑屏健谊珐拦扣逊耸啥聋几11-chap-5等离子体中波之二11-chap-5等离子体中波之二;Alfvén wave can accelerate electrons ;Alfvén wave heating in the Tokamak Chauffage Alfvén (TCA) tokamak ;在实际的等离子体中，由于恢复力的复杂性，声波、（斜）阿尔芬波、磁声波总是同时存在的?;等离子体中的波;4.4 等离子体振荡与朗缪尔波; 如果等离子体中的电子与均匀的粒子本底有个位移，将会建立电场，它将把电子拉回到原来的位置。由于惯性，电子将冲过平衡位置，并以特征频率围绕它们的平衡轴振荡。这个特征频率被认为是等离子体频率(plasma frequency)。;简化如下图：红色表示典型的离子流体元，蓝色表示交替位移的电子流体元。电荷的聚集在空间形成周期性E场，这个场趋向于使电子恢复到它们的中性位置。; （1）不存在磁场；B=0; （1）不存在磁场；B=0;连续性方程为：;;平衡量表示不存在振荡时的等离子体状态，由于前面已经作了静止的均匀中性等离子体假定，故有：;;运动方程;连续性方程;泊松方程;泊松方程;假定振荡是 按正弦变化：;解以上三个方程, 消去ne1和E1，方程(4.3.10)变为：;因此，得到等离子体的振荡频率是;关于等离子体中振荡的特征频率，注意以下几点： ;设想许多球用弹簧等距离悬挂在一条线,频率相等. 可设计让各个球按照任意设定的相位振荡,可使其以任意相速度,沿任意方向传播, 但是扰动没有传播出去.;4.4.2 电子等离子体波;在一维问题中γ=3, 因此：;电子的密度可以写成：;运动方程：;解以上方程, 我们得到：;电子静电振荡或者朗缪尔振荡;朗缪尔波的色散关系;讨论：;?当波的频率增加到电子振荡频率的2倍时候，即：;朗缪尔波的传播频率宽度：;频率与k有关，群速度是有限的。;朗缪尔波的色散关系;朗缪尔波的色散关系;朗缪尔波的色散关系;朗缪尔波的色散关系;由于该等离子波是由激光脉冲激发且存在于激光脉冲后方, 被称为激光尾波, 它的相速度与激光脉冲在等离子体中传播的群速度相同; 电荷分离所形成的场称为激光尾波场, 该纵向电场以同样的相速度向前传播.;电子静电振荡或者朗缪尔振荡不能传播;等离子体中的波;4.5 离子声波;4.5.1 声 波;可以把描述热压力波方程写成：;对于一维 的平面波，消去ρ1，我们发现：;或者相速度:;无碰撞时，普通声波不会发生。然而由于离子的电荷仍然能够相互传播振动；声波能够经电场的媒介而发生。;假设：;运动方程：;;表达式相似;事实上，驱动离子声波由两种力：离子的热压力和电荷分离的静电力。当等离子体离