El misterio de las centellas (1244)

Centellas como fase condensada de plasma superenfriado

Manykin E.A.

RRC «Instituto Kurchatov»

Norman G.E.

Instituto de Física y Tecnología de Moscú

Se muestra que las hipótesis [1,2] y [3-6] son complementarias y se pueden unir en una hipótesis que aclara las numerosas evidencias de testigos presenciales de que la temperatura de la centella (BL) es de aproximadamente 300 K y BL tiene una superficie clara que se asemeja a la superficie de una cierta fase.

1. Centella como plasma no ideal metaestable superenfriado.

La idea sobre la transición de la fase plasmática [7] fue el punto de partida de la hipótesis [1,2]. La posibilidad de transición de fase [7] surgió como resultado de la competencia entre la atracción de Coulomb (que es más fuerte que la repulsión de Coulomb debido a la polarización del plasma) entre las partículas y su repulsión cuántica de corto alcance. El concepto era similar a la ecuación de Van der Waals donde la transición de fase líquido-vapor era el resultado de la competencia entre la atracción de largo alcance entre partículas y su repulsión de corto alcance. La diferencia era que había partículas de dos tipos: electrones e iones que además estaban en equilibrio con partículas del tercer tipo: átomos. Estos últimos fueron tratados como un gas ideal [1,2].

Contrariamente a [7], la hipótesis [1,2] consideró el caso en que los átomos no podían ser tratados como un gas ideal y la transición de fase desapareció por esta razón. Sin embargo, los estados metaestables se mantuvieron en la región de la no idealidad débil de los átomos. En consecuencia, el concepto del segmento metaestable aislado de la isoterma P (v) se introdujo en [1]. Las estimaciones mostraron que dicho segmento podría suponerse para la isoterma del aire T = 300K. El punto P = 1atm corresponde al estado BL.

2. Centella como materia de Rydberg en T = 0.

Las ideas de la materia de Rydberg se desarrollaron en [5,6]. El término significa que el cristal formado en T = 0 a partir de átomos excitados con el mismo número cuántico principal. Se formuló el mecanismo que apuntaba a la estabilidad de la materia de Rydberg hacia la recombinación radiactiva. El quid de la cuestión es que los autores [5,6] descubrieron que la distribución de electrones en la materia de Rydberg era fuertemente no uniforme: los electrones estaban ubicados solo cerca de los límites de la célula Wigner-Seitz, la zona central estaba separada por un potencial barrera. Por lo tanto, las funciones de onda de los estados básicos atómicos y el estado de la materia de Rydberg no se superponen, es decir, el elemento de matriz de recombinación radiativa es igual a cero. La recombinación va lentamente solo a través de la transición del túnel intermedio al centro de la célula Wigner-Seitz. Los autores [5,6] aplicaron su concepto a la formulación de la hipótesis [3,4] de que BL era una materia de Rydberg.

3. Hipótesis conjunta.

La hipótesis [3-6] no utiliza, de hecho, la cristalinidad de la materia de Rydberg, ya que la densidad funcional se utilizó para los cálculos y se asumió que la célula de Wigner-Seitz era esférica. Uno puede tomar el radio de la celda de Wigner-Seitz para que sea igual a la distancia promedio entre partículas y aplicar el tratamiento [3-6] al caso [1,2]. La metaestabilidad radiactiva, así como la metaestabilidad hacia los procesos de Auger, son nuevas contribuciones importantes de [3-6] en comparación con [1,2].

La energía de interacción entre partículas es 30 veces mayor que la energía cinética de las partículas en [1,2]. Por lo tanto, la aproximación T = 0 funciona para la estimación de la energía de interacción entre partículas y la estimación de Madelung se utilizó en [1,2]. El tratamiento [3-6] define la energía con mayor precisión, ya que tiene en cuenta los efectos cuánticos.

Por lo tanto, la hipótesis conjunta toma en consideración la metaestabilidad termodinámica de [1,2] y trata las propiedades BL principalmente de [3-6].

[1] Biberman L M, Norman G E, High Temp 7 (1969) 767

[2] Norman G E, Chem. Phys. Informes 19 (1999) 5

[3] Manykin E A, Ozhovan M I, Poluektov P P, Sov Phys Tech Phys 52 (1982) 905

[4] Manykin E A, Ozhovan M I, Poluektov P P, J Moscow Phys Soc 8 (1998) 19

[5] Manykin E A, Ozhovan M I, Poluektov P P, Sov Phys JETP 57 (1983) 256

[6] Manykin E A, Ozhovan M I, Poluektov P P, Sov Phys JETP 78 (1994) 27

[7] Norman G E, Starostin A N, High Temp 6 (1968) 394, 8 (1970) 381

https://web.archive.org/web/19991122101004/http://home.wxs.nl/~icblsec/ab_norman1.html