Теория волн. Иванов В.Б. - 152 стр.

                              В. Б. Иванов

    Можно перейти от введенных обозначений к часто-
там:

                                     ω p2
           ε xx = ε yy = ε ⊥ = 1 − 2      ,
                                  ω − ωH2
                                      ω p2ωH
           ε xy = −ε yx = iχ = i                  ,     (7.14)
                                   ω (ω 2 − ωH2 )
                            ω p2
           ε zz = ε || = 1 − 2 .
                            ω
      Если бы в уравнении движения мы учли столкнове-
ния электронов с другими частицами, то в тензоре ди-
электрической проницаемости появились бы поправки,
которые можно учесть единообразно, сделав в формулах
(7.14)                замену          ω              на
ω + iν, где ν – частота столкновений.
      Итак, мы получили явный вид тензора диэлектриче-
ской проницаемости замагниченной плазмы в системе ко-
ординат с вертикальной осью, направленной вдоль внеш-
него магнитного поля. Полезно отметить, что выполняется
предельный переход к случаю отсутствия замагниченно-
сти. В случае B0 = 0 гирочастота ωH также равна нулю.
При этом в тензоре остаются только диагональные элемен-
                 ω p2
ты, равные 1 −               . Таким образом, мы пришли к из-
                        ω2
вестному нам виду диэлектрической проницаемости изо-
тропной плазмы.

     7.3. Распространение электромагнитных
        волн в магнитоактивной плазме
    Декартову систему координат с осью Oz, параллель-
ной внешнему магнитному полю, повернем таким обра-

                                   152