Коллективные явления в магнитоактивных плазменных средах с учетом спина электронов

• Автор: Ким, Наталья Енчуновна
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 102 с. : ил.

Глава I. Влияние спина в гидродинамической модели плазменной (
§ 1.1. Квазиклассическое описание движения спина электронов
§ 1.2. Уравнения гидродинамики сплошной среды с учетом спина
§ 1.3. Тензор диэлектрической проницаемости магнитоактивной плазмы в гидродинамическом приближении с учетом собственного магнитного момента электронов
§ 1.4. Закон распространения волн в плазме вдоль внешнего магнитного поля в гидродинамическом приближении
§ 1.5. Распространение волн в магнитоактивной плазме перпендикулярно внешнему магнитному ПОЛЮ
• в гидродинамическом приближении
Глава II. Влияние спина в кинетической модели плазменной среды
^ §2.1. Кинетическое уравнение Власова с учетом спина
§ 2.2. Тензор диэлектрической проницаемости с учетом спина

§ 2.3. Распространение волн перпендикулярно магнитному полю
§ 2.4. Распространение волн параллельно магнитному полю
Глава III. Дисперсионные свойства релятивистской плазменной среды
4 §3.1. Спектр циклотронных мод релятивистской плазмы
; с двухтемпературной анизотропной функцией распределения
§ 3.2. Оценка влияния неволнового вклада в релятивистской магнитоактивной плазме

§ 3.3. Учет спина в релятивистской плазме
Заключение
Приложение А. Вывод уравнения для намагниченности на основе
уравнения Баргманна — Мишеля — Телегди
Приложение В. Вычисление интегралов (2.19)—(2.25)
Литература

Коллективные явления, происходящие в плазменных системах, представляют большой интерес как для фундаментальной физики, так и для многочисленных прикладных задач. Подавляющее количество экспериментальных и теоретических работ по физике плазмы посвящены исследованию газовых систем с нерелятивистской энергией частиц. Плотность частиц в лабораторной плазме обычно не превышает 1016см“3, то есть плотность таких сред на много порядков меньше плотности частиц в твердых телах. Существует понятие твердотельной плазмы в металлах и полупроводниках, в которой подвижной компонентой являются электроны, а неподвижной — ионы, находящиеся в узлах кристаллической решетки [1-4]. Начиная с середины 70-х гг. интерес к твердотельной плазме неизменно возрастал, и это обусловлено целым рядом причин [5]: во-первых, неустойчивые состояния электронно-дырочной плазмы в полупроводниках используются для генерации, усиления и преобразования электромагнитных волн в широком интервале длин волн — от радиочастотного диапазона до оптического; во-вторых, твердотельная плазма представляет собой удобный объект для моделирования процессов, происходящих в газовой плазме; и в третьих, плазменные эффекты в проводниках связаны со специфическими особенностями твердого тела и позволяют поэтому изучать энергетический спектр, кинетические свойства и взаимодействия электронов проводимости.
В случае металлов электронная компонента такой плазмы является вырожденной [1, 2], и рассмотрение поведения такой системы требует квантово-механического подхода. В случае полупроводниковых систем возможно и невырожденное состояние твердотельной плазмы, которую в определенном смысле можно рассматривать классически [1, 3], возможно

(О/Шр
Рис. 5. Дисперсионные кривые для волн, распространяющихся параллельно внешнему магнитному полю (£2 = 0.5«)^, Пц = 0.Ш, в/тс2 = 1СГ6, g = 2.2). Штриховыми линиями показаны асимптоты.
Поскольку в формуле (2.66) отсутствуют слагаемые, содержащие то учет спина не изменяет спектр ленгмюровских волн, описываемых уравнением (2.68).
к с
Подставим (2.63) и (2.64) в уравнение (2.67) и заменим ■ - -2- на N

Получим следующее уравнение, описывающее распространение поперечных волн вдоль внешнего магнитного поля:
ЛГ =•
(ЮТ|£1) ' СО2 К>2(с0 + О) со + П р+іп рУ со к2 со V т ехр 2л0 ( т{ со + П)2 'і с 2Є*г2 {
(со + О) „/ со2со(со + |£2 е ‘ тс2
(2.69)