Сәулелі тасымалдау алқабы

Пән: Физика
Жұмыс түрі: Материал
Тегін: Антиплагиат
Көлемі: 8 бет
Таңдаулыға:

Сәулелі тасымалдау алқабы

Орталықтан 0, 3R _Күн көп қашықтықтарда күн затының температурасы мен қысымы мынадай мәндерге дейін кемиді: Т<510 ⁶ K, p<10 ¹⁰ атм. Мұндай шарттарда ядролық реакциялар өте алмайды. Сондықтан бұл қабатта тек үлкендеу тереңдіктерде γ-кванттар түрінде шығарылған сәулелену жеке атомдармен жұтылып және қайта сәулелендіріліп сыртқа қарай тасымалданады. Температура мен қысым бұл аймақтағыдай болғанда атомдар (негізімен сутегі) иондалған күйде болады. Сутегі толығымен иондалған болса, сәулелену жұтылуы негізімен сутегінен ауырырақ элементтер иондарының фотоиондалуымен байланысты болады. Бірақ мұндай элементтер Күн қойнауында аз болады. Күн қойнаынан қозғалатын фотондар жарым-жартылай еркін электрондармен жұтылады. Бірақ-та Күннің қарастырылып тұрған аймақтың иондалған газындағы фотондардың кейінгі қайта сәулеленусіз болатын қосынды жұтылуы аз болып шығады, сондықтан энергия тасымалдауы сәулеленумен жүзеге асырылады. Бұл аймақ сәулелі тасымалдау алқабы деп аталады.

Күн орталығынан алшақтаған сайын газдың температурасы мен тығыздығы азаяды, 0, 7R _Күн -0, 8R _Күн көп қашақтықтарда атомдар (тереңірек қабаттарда - гелий атомдар, бетке жақынырақ - сутегі атомдар) бейтарап күйде бола алады. Мұндағы параметрлер: Т≈10 ⁶ К, р≈10 ⁶ атм, ρ≈10 ^-2 г/см ³ . Бейтарап атомдар, әсіресе сутегі атомдар, пайда болғанда олардың фотоиондалуымен байланысты жұтылу артады. Сәулелену арқылы болатын энергия тасымалдауы қиынға соға бастайды. Ал энергияның келіп түсуі, әрине, жалғаса береді. Яғни, энергия тасымалдауының басқа механизмінің қосылуы қажет болады. Бұл аймақта заттың іріауқымдық конвекциялық қозғалыстары дамиды. Сөйтіп, Күннің сыртқы көрнекі қабаттар астында, ~0, 3R _Күн бойында, сәулелі тасымалдау басылып, конвекциялық тасымалдауға ауысатын конвекциялық алқап түзіледі.

26. Күн ішіндегі конвекция

27. Конвекциялық аумақтың құрылымы

Жалпы, конвекция дегеніміз - төменнен көтерілетін жылу ағынының әсерінен болатын ауырлық күштер өрісіндегі сұйықтықтың, не газдың қозғалысы. Көтергіш күш болып Архимед күші (F _A =g∆ρV мұндағы g - еркін түсу үдеуі, ∆ρ - көтеріліп (не түсіп) жатқан V көлемі мен қоршаған орта тығыздықтарының айырмасы) табылады. ∆ρ V көлемі мен қоршаған ортаның температура айырмасымен себептелінеді. V көлеміндегі зат қоршаған орта затынан ыстығырақ болу керек. Конвекция пайда болу үшін көтеріліп тұрған элементтің температураның азаюы сол биіктіктерде болатын қоршаған ортаның температура азаюынан баяуырақ болу қажет, өйткені элементтің температурасы ортаның температурасымен теңессе, бұл екуінің тығыздығы да теңеседі де, Архимед күші нолге айналады. Егер элемент ортамен жылулықпен алмаспаса, онда бұл адиабаттық процесс болады да, конвекция пайда болуы шартын осылай жазуға болады: ∇T _ад < ∇Т. Бірақ шын жағдайда ортаның κ жылу өткізгіштігі мен ν тұтқырлығының бар болуына байланысты көтеріліп тұрған элементтін температурасы қоршаған ортаның температурасымен тез теңеседі де, элемент айтарлықтай көтерілуге үлгірмейді. Сондықтан іріауқымдық конвекциялық қозғалыс пайда болу үшін элементтегі және қоршаған ортадағы температуралар айырмасы кейбір сындық мәннен көп болу қажет. Бұл шарт R > R _с түрінде жазылады, мұндағы өлшемсіз R саны (Рэлей саны) мынаған тең:

мұндағы d - қабат қалындығы, β - газ үшін 1/T тең жылулық кеңеюдің көлемдік коэффициент. Әдетте R _с ~10 ³ . Конвекция болмаған жағдайда жұлдыздардағы температураның сыртқы градиенті (∇Т) сәулелі жылу өткізгіштігімен анықталады. Жұлдыз заты иондалмаған болса (толығымен бейтарап болса), әдетте R ≤ R _с болады да, конвекция байқалмайды. Ал газ иондану күйін көтерілу барысында айтарлықтай өзгертсе, онда жағдай басқаша болады. Жұлдыздар затының ненгізгі құраушылары (сутегі мен гелий) жарым-жартылай иондалған болса, көтеріп не түсіп жатқан элементтегі температура аз өзгереді екен. Бұл жағдайда көтеріліп тұрған элементтегі температура азаюымен газ рекомбинациясы басталады, ал бұл құбылыс барысында энергия шығарылады. Сол бөлінетін энергия көтеріліп тұрған элементті жылытып, оның температурасын тұрақты дерлік түрде сақтайды. Түсу мен сығылу барысында шығарылатын энергия газдың жылынуына емес, оның иондануына жұмсалады (бұл энергия жағынан тиімді болады), сондықтан түсіп жатқан элементтегі температура өте баяу өседі. Қарастырылған құбылыс мұз еруіне ұксайды: мұз (біздің жағдайда - иондалмаған сутегі) бар болғанша судың (бізде - иондалған сутегінің) температурасы өзгермей дерлік, 0 ⁰ С жуық болып қала береді. Мұндай шарттағы ішкі (элементтегі) температура градиенті өте аз болады, сөйтіп атмосферадағы үлкен емес температура градиентінің өзі де-ақ сыртқы және ішкі температураның жеткілікті айырмасын қамтамасыз етеді, яғни көтергіш күш үлкен болуына әкеледі. Рэлей саны мұндай шарттарда сындық мәннен көп болады да, конвекция басталады. Сутегі мен гелий толығымен иондалған, не бейтарап болған кезде конвекция тоқталады. Сонымен, Күннің және Күн үлгідегі жұлдыздардың конвекциялық алқабы - жарым-жартылай иондалған сутегі мен гелийдің алқабы.

Конвекция ұяшықтар түріндегі конвекиялық элементтерге бөлініп жүреді. Ұяшық өсі бойымен газ көтеріп, шеттерінде түсіп тұрады. Егер жұлдыздағы конвекциялық аумақ қалын болса, онда ол қалындықтары біртекті атмосфераның (яғни тығыздығы шамамен е≈2, 7 есе өзгеретін газ қабатының) қалындығына жақын қабаттарға бөлінеді. Температура, онымен бірге, барометрлік формула бойынша, біртекті атмосфераның қалындығы да үлкен болатын конвекциялық аумақтың түбінде үлкен ұяшықтар түзіледі, олардың көлденең өлшемі ~1/2(R _ж , мұндағы R _ж - жұлдыз радиусы, келесі қабаттарда ұяшықтар кішірек болады, ең жоғарғы қабатта олардың өлшемі бірнеше жүз километрге дейін азаяды.

Конвекциялық аумақтың түбінде конвекцияның жылдамдығы төмен, шамамен бірнеше ондық м/с, болады. Биіктік өскен сайын бұл жылдамдық көбейеді. Конвекциялық аумақтың ең жоғарғы, фотосферамен шекаралас қабатынан энергия сыртқа қарай сәулелену арқылы да шығарыла алады, сондықтан бұл қабатта температураның қатты азаюы орын алады да, мұның нәтижесінде конвекциялық аумақтың жоғарғы бөлігінде температураның көтерінкі градиенті пайда болады. Ал бұл фотосфера астындағы конвекция қозғалысының жылдамдығы ерекше жоғары, Күн үшін 1-2 км/с тең мәніне жететіне әкеледі. Яғни, конвекциялық алқапта конвекция қарқындылығы айрықша күшті болатын жоғарғы қабатын бөлуге болады.

28. Плазма қасиеттерін сипаттаудың жуықтауы.

Күн атмосферада жүретін түрлі белсенді құбылыстардың барлығы күн магнит өрістерінің әрекетімен, күн плазмасының бұл өрістерге қатырылуымен байланысты болады. Сондықтан Күн атмосферасын қарастырар алдында магнитгидродинамика негіздерін қарастырайық.

Плазма қасиеттерін сипаттаудың жуықтауы

Ғарыштағы заттың барлығы дерлік - жұлдыздарда да, жұлдыз аралық ортада да, әр түрлі дәрежеде иондалған күйде болады, яғни плазма болып табылады.

Плазмада еркін оң және теріс зарядталған бөлшектер бар болғандықтан, оған бейтарап газда да әсер ететін қысым градиентінен басқа, магнит өрістері де әсер етеді. Бейтарап газдан тағы бір маңызды айырмашылығы - плазманың зарядталған бөлшектері өздерінің электр өрістері арқылы үлкен қашықтықттарда (тек тікелей соқтығулар кезінде емес) әсерлеседі. Бұның бәріне байланысты плазма күйіндегі зат көптеген жаңа қасиеттерге ие болады да, оны зерттейтін арнайы әдістері қажет болады. Плазмадағы көп құбылыстарды түсіну үшін жарамды, одан әрі өте пайдалы болып магниттік гидродинамика жуықтауы табылады, сондықтан ол астрофизикада кең қолданылады. Магнитгидродинамика электрөткізетін орталардың (плазманың, сұйық металдардың, электролиттердің) магнит өрісіндегі қозғалысын оқып тан и ды. Сөйтіп, плазма физикасының айырмашылығы - оның шеңберінде плазма электрондық және иондық сұйықтардың қоспасы, яғни тұтас орта ретінде қарастырылады да, плазма бөлшектерінің орталанған қозғалысы зерттеледі. Сондықтан бұл жуықтау (модель) тек “тығыз” плазманың қасиеттерін жақсы өрнектейді. “Тығыз” плазма деп бөлшектер соқтығысуының жиілігі жоғары, яғни бөлшектердің еркін жолы ұзындығы қозғаласының макроқасиеттері айтарлықтай өзгеретін қашықтыққа қарағанда аз, ал екі дәйекті (бірнен соң бірі болатын) соқтығысу арасындағы уақыт құбылыстардың сипатты ұзақтығынан аз болған плазма аталады.

әдеттегі гидродинамикадан айырмашылығы мынада.

Бейтарап газда басты қозғаушы күш болып қысым, дәлірек айтсақ оның градиенті, табылады. Ол температура мен тығыздыққа тәуелді және газдың көлемдік серпімділігін (сығылуға кедергісін) себептейді. Ал плазма бөлшектеріне қысым градиентінен басқа Лоренц күші әрекет етеді:

Мұндағы - электр күші, - магнит күші, q - бөлшек заряды, с - жарық жылдамдығы, - электр өрісінің кернеулігі, - бөлшек жылдамдығы, - магниттік индукция.

Магнитгидродинамикада Лоренц күші барлық бөлшектер бойынша орталанады. Күштің орташа мәні j ток тығыздығына және магниттік индукцияға тура пропорционал. Зарядталған бөлшектер өз электр өрістерімен үлкен қашықтардан әрекеттеседі. Бұл әрекеттесу нәтижесінде болатын бөлшектер қозғалысындағы ауытқулар болшектер соқтығысуларының нәтижесі ретінде қарастырылады. Электрондардың иондармен соқтығулары плазмада ағатын токтың энергиясының бір бөлігін жылулыққа айналдырады (токтың Джоуль өшуіне әкеледі) . Бұл өшу соқтығысулар жиілігіне тәуелді. Шапшаң электрондар иондармен соқтығысқанда баяулардан көрі аздау ауытқиды, сондықтан плазманың температурасы өскен сайын соқтығысулар саны, демек Джоуль өшуі де, азайған сияқты болады.

Сан жағынан Джоуль өшуін плазманың σ өткізгіштігімен сипаттайды. Толығымен иондалған плазманың 1 см ³ көлемінде 1 с ішінде j ² /σ мөлшеріндегі Джоуль жылуы бөлінеді. Плазма өткізгіштігі тығыздығына тәуелсіз және температурасының 3/2 дәрежесіне пропорционал: σ ~T ^3/2 (металдарда керісінше болады: Т өскен сайын, кедергі өседі, ал σ азаяды) .

Ток өтетін бет үлкен болған жағдайда жалпы ток өте төмен болмаса да, ток тығыздығы аз болады. Демек, үлкен көлемдерде Джоуль өшуі де аз болады. Сипатты өлшемі R-ге тең плазма көлеміндегі өшу уақыты (с), яғни плазма өткізгіштігі жоғары емес болған жағдайда да, плазманың алған көлемі үлкен болса, өшу уақыты өте үлкен болуы мүмкін. Ғарышта өлшемдері зеңгір плазма бұлттары кездеседі, олар үшін бұл қорытынды толығымен жарамды болып табылады. Ендігіде біз плазма өткізгіштігі шексіз, не идеал дегенде, тек σ -ның өзі шексіз жағдайды емес, R өте үлкен жағдайды да, яғни, айтеуір, t ₀ →∞ жағдайды айтамыз.

Сонымен, магнитгидродинамика жуықтауы шеңберінде одан да қатан идеал өткізгіштік жуықтауы қолданылады. Ол t ₀ →∞ болғанда жарамды болады. Оны қарастырайық.

Әуелі электрмагниттік индукция құбылысын есімізге түсіру керек. Магнит өрісі қозғалып тұрған электр зарядтармен туғызылады және олармен әрекеттеседі. Бұнымен байланысты, тұйық өткізуші контурмен шектелген бет арқылы өтетін магниттік индукция ағыны өзгерсе, бұл контурда индукциялық электр тогы пайда болады, және де индукциялық ток оны туғызатын себепке қарсы әрекет жасайтындай бағытталған болады (мысалы, индукция ағыны артса, ток онымен туғызылатын магнит өрісі бастапқы (сыртқы) магнит өрісіне қарама-қарсы бағытталған болатындай, яғни индукция ағынын бастапқы деңгейінде қалдыруға ұмтылатындай, бағытталған болады) . Бұл құбылыстың себебі түсінікті. Өзгеріп тұрған магнит өрісі құйындық электр өрісін туғызады, ал ол, өз кезегінде, зарядталған бөлшектерді қозғалтып, электр тогын туғызады. Өрістердің бағыттарын қарастырсақ (артып жатқан магнит өрісі оның бағытымен сол бұранданы, ал азайып жатқан магнит өрісі - оң бұранданы құрайтын электр өрісін тудырады), ток бағыты жөніндегі айтылған нәтижеге келеміз. Өздік индукция деген құбылыс та бар. Мысалы, өткізетін контур көзге қосылған болсын, яғни ода ток жүрсін. Контурды ажыратсақ, ток бірден тоқтамайды, өйткені тізбекте өтетін ток магнит өрісін тудырады, және тізбекті ажыратқанда магнит өрісі жойыла бастайды, яғни контурмен шектелген бет арқылы өтетін магниттік индукция ағыны азая бастайды, сондықтан бұл азаюға қарсы әрекет жасайтын индукциялық ток пайда болады, ал мұндай токтың бағыты бастапқы токтың бағытымен бірдей долады. Сонамен, ажыратылған тізбектегі ток біртіндеп, тек өткізгіштің электр кедергісі болғанына байланысты, өшеді. Ал егер кедергі нөльге тең болса, яғни өткізгіштік шексіз болса, онда тізбекті көзден ажыратса да ток өзгермей аға беретін еді, яғни магниттік индукция ағыны да өзгермейтін еді. Демек, өткізгіштігі шексіз өткізгішпен шектелген бет арқылы өтетін магниттік индукция ағыны тұрақты болып табылады. Бұл, әрине, сапалы түрдегі түсіндіру, бірақ бұл нәтижені қатан түрде де дәлелдеуге болады.

Алынған нәтижеге келудің тағы бір жолын қарастырайық. Дифференциалды түрдегі Ом заңын жазайық: j*=σE*, жұлдызшамен плазмамен бірге қозғалып тұрған, яғни плазмаға қатысты тыныштық күйде тұрған санақ жүйесіне қатысты шамалар белгіленген. *-санақ жүйесіне қатысты электр өрісінің кернеулігін электрмагнит өрістерін түрлендірудің формуласын пайдаланып табуға болады: , мұндағы жұлдызшасыз шамалар лабораториялық санақ жүйесіне қатысты шамалар, - плазманың, яғни *-жүйесінің, лабораториялық жүйеге қатасты жылдамдығы. Ғарыштағы орта (плазма) әдетте жарық жылдамдығына жақын жалдамдықпен қозғалмайтынын еске алып, мұндай формуланы аламыз: . Енді мынадай мысал қарастырайық. Сыртқы біртекті емес магнит өрісінде плазма орналасқан болсын. Плазманы қозғалтсақ, *-жүйеде магнит өрісі өзгереді (жүйе кеңістікте өзгеретін магнит өрісінде қозғалса, жүйедегі бақылаушыға магнит өрісі уақыт бойынша өзгереді деп көрінеді), сондықтан бұл жүйеде құйынды электр өрісі ( ), демек j* да, пайда болады. Өткізгіштік шексіз болған жағдайда өте аз болса да (яғни, плазма аз, баяу қозғалса да), j* шексіздікке ұмтылған болады. Яғни, плазманы қозғалту үшін жұмсалған көп емес күш шексіз энергияның пайда болуына әкеледі, ал олай болмау тиіс. Демек, өткізгіштік идеал болған жағдайда қашанда да нөльге тең болуға тиісті. Бұл тек плазмадағы кез-келген контур (плазма бөлшектерімен1 байланысты контур) арқылы магниттік индукция ағыны тұрақты болғанда орындалады.

Бұл шарт жүзеде қалай асырыла алады? Мысалы, 1 суреттегі конфигурациялы магнит өрісінде орналасқан өткізгіштігі идеал плазманың қозғалысы кезіндегі құбылыстарды қарастырайық.