区分等离子体中的随机热运动和均匀线性运动是很重要的。后者是由于电场的存在而流动的电疏。

  随机热运动是通过等离子体的温度来测量的，或者如果它们的温度不同，则分别通过离子和电子的温度来测量。这种运动是带电粒子的运动，也是一种电流形式，但它围绕平均位置振荡，而不是仅沿一个方向运动。严格地说，只有当单个粒子的速度分布是麦克斯韦分布时，温度才能准确地测量能量，也就是说，如果分布等于粒子之间的弹性碰撞所产生的分布。

  均匀的线性运动由电场产生并代表漂移电流。所有具有相同符号电荷（正或负）的粒子在电场的影响下沿相同方向运动。也就是说，在等离子体中，正负粒子的数量大致相等（“净中性”)，我们得知带正电的粒子以与电子运动相反的方向一起移动。

  粒子都有动能，可能很高，但由于这种线性运动，它们没有温度。这是因为温度仅用于测量具有随机速度、经历碰撞的粒子的能量。由于这两种类型倾向于沿着或多或少对齐或平行的轨迹移动，并且等离子体密度相比来说较低，因此碰撞不太常见，并且没获得麦克斯韦碰撞条件。

  只要有电流流动，两种类型的运动就会同时存在。粒子的当前运动或漂移叠加在随机运动上。另一种看待这一点的方法是将随机运动的平均位置视为在电流方向上以漂移速度移动。

  我们已经看到，由于质量较小，电子的速度比离子高得多。但是，电子携带的（负）电荷与带正电的质子（最轻的离子形式）相同。因此，更高的电子速度意味着它们比离子更有效地在等离子体中承载电流。

  在非相对论等离子体电流中，电子电流与离子电流之比与质量反比的平方根成正比。对于最轻的正离子，质子，这在某种程度上预示着电子电流大约是离子电流的43倍。［如果电子的质量为1，质子的质量大约是1836倍）:√(1836 ÷ 1) = 42.85 ] 在许多情况下，决定等离子体行为的是电子的运动。

  等离子体在实验室实验中已经研究了一百多年，现在能够得到大量的实验数据和分析。其中一项基本实验涉及一个辉光放电管，其中电流通过低压气体，如汞蒸气。这导致气体电离并在管内产生等离子体。

  在管内，沿轴有可见带，在这些带中能够正常的看到等离子体发光，在没有这种发光的地方散

  布着“暗”带。不同的波段代表了等离子体在载流时三种可能的操作模式中的两种。

  不出所料，暗带代表暗电流模式。在这些区域中，电子速度低于引起中性气体原子可见

  激发所需的速度，尽管电离将在较高电流下开始发生。然而，即使在暗电流模式下，也

  发光带代表正常发光模式。在这里，电子的速度导致发生电离。发光是由中性原子的电子在与快速自由电子碰撞后受到激发后的辐射引起的。

  等离子操作的第三种可能模式是电弧模式，例如，在令人痛苦的明亮焊接应用或闪电中很熟悉。

  回到辉光放电管，人们可能会期望电极之间的电位差会沿着管的长度产生均匀的电场。然而，等离子体的行为不同。

  发现在管中形成了双层（DL），它改变了阳极和阴极之间的外部施加电场。DL 以这样一种方式形成，即大部分潜在下降发生在 DL 上。远离 DL 区域，等离子体的大部分剩余部分是称为正极柱的辉光放电区域。这可以延伸到放电管的大部分长度。

  在正极柱内，电子和离子的数量大致相等。因此这里的等离子体是准中性的。由于大部分电位降发生在 DL 上，因此正极柱内仅存在一个很小但恒定的电压梯度或电场。

  放电管实验的另一个结果也与我们对等离子体行为的讨论有关，将在下一节中讨论。

  如果将电流密度 J（x 轴）与放电管中的电压V（y 轴）作图（电流密度是电流除以放电管的面积），则发现三种不同的等离子体辉光模式对应于不连续图的三个不同部分，称为电流与电压或 JV 曲线。

  在暗放电模式下，JV 曲线随着电压的增加而上升，但并不规律。一旦电压达到足够高的值，电离开始并且电流开始非常迅速地上升，而电压就没有增加。

  然后放电将迅速转变为辉光放电模式。这伴随着电压的剧烈阶跃变化。电压下降的原因是，当电离产生大量电子时，只需很小的电压即可产生大电流。

  非常显着的效果往往出现在辉光放电区的较低电流密度部分。电压实际上随着电流密度的增加而降低。换句话说，等离子体发现以更高的电流密度传输电流更有效，因为电压降更小。

  在更高的电流密度下，电压再次增加，这在某种程度上预示着 JV 曲线的辉光放电部分在特定的电流密度值处具有最小值。该最小值代表总电流传输的最低电阻点。在宇宙等离子体中，通过将电流限制在特定的横截面积内，这种效应在导致电流细丝的形成方面可能很重要。

  同样，在极亮的电弧放电模式下，电压随着电流密度的增加再次下降。如果等离子体被迫进入电弧模式，它将再次倾向于灯丝化以降低电压降。

  JV 曲线和空间本身的物理结构证明了细丝化是等离子体中电流的正常行为模式。可以在此处找到 Anthony Peratt 博士关于丝状化的论文。

  特别是，由于涡流的发展，当前的薄片（我们将在后面考虑）倾向于分解成单独的细丝。这些涡流有点类似于在具有不一样流速的相邻层的流体流动中发现的涡流（开尔文-亥姆霍兹不稳定性）。

  显然，电流灯丝内部的条件将不同于等离子体其余部分的条件。这会导致无电流双层 (CFDL) 以正常方式在灯丝的边界处形成，从而更快的电子被 DL内的电场限制在灯丝中。我们现在能够正常的看到，细丝是载流的细长浆细胞，其边界处有 CFDL。

  太空中存在细丝和电流的证据 很普遍。大多数天文学家都承认丝状结构存在于从太阳系到星系和星系间尺度的各个层面。电模型和重力模型之间唯一的分歧是这些细丝是载流结构，自然遵循等离子体电动力学定律，还是以某种方式流体“射流”长达数千光年，根据计算机引力驱动由冷暗物质（CDM）引起的假设重力模拟。

  然而，太空中的一些喷流，例如来自椭圆星系M87 的 4,000 光年长的喷流，在消散成羽流之前似乎会在很长的距离内保持喷流状态。这可能表明射流不是流体射流，而是电灯丝。

  如果我们假设它们是电灯丝，那么我们应该知道什么理论和实验能告诉我们电灯丝如何在天文距离内保持其形状。这将在接下来讨论。

  飞机的涡轮机喷射出的气体喷射在这里被视为冰晶的凝结尾迹，在发动机后方一段距离处沉淀，这些气体迅速膨胀并减速到上层大气停止

  来自星系 M87 的喷流。星系是明亮的结，左上角，可见光（微红色）；喷流向下和向右延伸，在紫外光下（白色和蓝色）能够正常的看到。图片来自：NASA/哈勃

  任何在导体或灯丝中流动的电流I都会在其周围产生磁场B。等磁力线将围绕电流轴呈环状。磁力将随着距轴的径向距离而减小。

  从洛伦兹力的考虑能够准确的看出，电流I与自身磁场B的相互作用会在电流灯丝上产生径向向内的压力，记为I × B（即“I cross B”在矢量术语）。这称为“夹点”或“z 夹点”（将电流定义为与“z”坐标方向平行时）。

  在金属导体中，I × B压力受到原子离子晶格的抵抗。在等离子体电流中，压力能够最终靠灯丝内部的等离子体压力来平衡。这导致电流可以轴向流过其自身的方位角或圆周磁场的稳定状态。平衡方程被称为 Bennett Pinch 方程。

  实验室演示能够最终靠非常快速地施加强磁场来使用挤压效应来压碎铝罐。在罐中的压力能够积累到足以抵抗挤压力之前，罐被压碎。闪电中的磁场力会产生向内挤压，从而压碎实心铜接地棒。

  在太空中，中性气体的压力通常可忽略不计，因此I × B力和压力之间不有几率发生平衡。解决这一种情况的唯一方法是让I×B力消失。这在某种程度上预示着 I 和 B（电流方向和磁场方向）是平行的，并且根据矢量代数，叉积为零。

  如果存在别的磁场，因为已知它们穿过大部分宇宙空间，则一定要使用总磁场计算I × B力，即通过将当前自身的B添加到一般B中，添加使用矢量代数。

  因此，在空间等离子体中，电流I和总磁场B重新排列以平行。换句话说，电流跟随磁场：它是“场对齐”电流。

  即使没有外部磁场，在等离子体中流动的任何小电流元素都会自然地积累成更大的电流，这些电流会产生自己的磁场，从而保持电流的细丝。

  发生的情况是，靠近灯丝中心的电子几乎呈直线流动，并在它们周围产生方位角磁场。离中心较远的电子会受到磁场方位角分量的影响，并以与主电流方向对齐的更加螺旋的路径移动。这种螺旋运动在轴附近产生更直的磁场线，如下图所示。灯丝中心越近，磁场线和电子路径越直。

  因此，电流中的任何单个电子都在其附近沿磁场方向流动，但即使没有外部磁场，灯丝也能共同保存。这在某种程度上预示着非常大的电流可以由小电流元件组装而成，并传输到很远的距离。

  另一种看待这样的一个问题的方法是考虑等离子体的电阻。由于洛伦兹力定律中的U × B项，流过磁场方向的电流将比沿磁场方向流动的电流遇到更大的阻力。实际上，平行电阻小于垂直电阻，因此电流倾向于与磁场对齐流动。

  详细的数学分析表明，I和B以这样一种方式相互作用，即I和B都倾向于围绕与外部B对齐的轴相互平行地螺旋。最终效果是I和B都遵循与外部B场方向对齐的螺旋路径。

  还发现螺旋I和B的轴向和方位角（环）分量的相互作用导致I和B都主要限制在以轴为中心的确定半径的圆柱体中。

  总而言之，空间等离子体中不存在显着压力会导致电流在与一般磁场方向对齐的圆柱形细丝中流动。在圆柱形灯丝内，电流和磁场都将围绕圆柱体的轴旋转，同时保持彼此平行。

  请注意，如果由于任何原因，I和总B之间的平行对齐受到干扰，则会出现I × B力，并导致径向压缩或径向膨胀，具体取决于两个分量中的哪一个更轴向。因此，例如，由于电流灯丝流过的场发生明显的变化，可能会发生灯丝的挤压。

  另一个主要的因素来自数学分析。无力或场对齐排列是电流流入的最小能量状态。这在某种程度上预示着场对齐排列本质上是稳定的。除非受到外部因素的干扰，否则电流将倾向于与磁场保持一致。

  我们现在能够正常的看到场对齐的电流如何在很长的距离上持续存在。因此，与基于传统流体流动的重力模型解释相比，场对齐电流更可能是对被视为延伸数百至数千光年的准直（平行流）“射流”的解释（参见上文 6.6 ）。位于Jodrell Bank的英国射电天文台在他们的DRAGN地图集（与银河核相关的双R放射源A ）中收集了在射电波长下看到的各种银河喷流图像，其中一张这样的图像如下图所示，显示了一个典型的双喷：

  通过电磁力将场对齐的灯丝电流限制在确定的电流圆柱体上，这也与在放电管的实验室实验中看到的 JV 曲线的下降特性一致。如果等离子体处于辉光模式，这在空间等离子体中可能意味着在可见光范围之外的波长的辉光，那么当前圆柱体的半径将由电场和磁场的影响以及形状的组合决定电流密度-电压曲线。在莫斯科库尔恰托夫研究所的俄罗斯物理学家 AB Kukushkin和 VA Rantsev-Kartinov 的这篇论文中阅读更多关于密集宇宙 z 夹中的丝状化过程的信息。

  与I × B力有关的进一步影响也能够最终靠分析确定。假设电流I是由电场E引起的。现在考虑由E和B的相互作用产生的力。请记住，由于电流本身的力，我倾向于与总B对齐。那么引起电流的E将不会与总 B 完全对齐，总B是电流流过的外部磁场与电流本身产生的方位磁场的矢量和。

  与I × B力一样，当E不平行于B时，也存在E × B力。这种E × B力作用在当前圆柱体中的带电粒子上，使离子和电子都向灯丝中心移动。等离子体通常含有高比例的带电尘粒，它们也会被吸入灯丝。带电粒子和中性原子之间的粘性阻力也倾向于将中性原子拉向灯丝。

  因此，由于导致电流和总磁场的电场未对准，空间中的电流灯丝往往会在其中积聚物质。

  请记住，如果I 和 B 发生任何错位，就会发生挤压，如果 I和B发生错位，任何被吸入灯丝的物质也会被压缩。如果收缩力足够大，它可以将灯丝沿电流轴分裂成离散的球形或环形等离子体团。紧缩区中的任何物质都会被压缩成相同的形式。

  因为机电力比重力强得多，所以这种机制提供了一种方法，通过这种办法能够以比细尘粒扩散云更有效的方式积累和压缩扩散物质。

  当然，一旦物质被充分压缩并且如果它被离子和电子的复合中和，那么电磁力可能会降低到重力变得显着并继续由电磁力开始的压缩的程度。

  如我们所见，在圆柱形电流的情况下，E × B力是径向向内的，并导致电流灯丝的自收缩。这导致电流轴附近的粒子密度增加。然后会发生两件事。

  每种化学元素都有一个特定的能级，称为电离能，在该能级下，它要么电离，要么重新结合。

  这类似于液体（例如水）的沸点：在特定温度下，物质的相或状态将从一种状态变为另一种状态。

  如果运动的动能与电离能相等，则可以推导出每个元素的特征速度，称为临界电离速度( CIV )。因为温度是热能的量度，所以 CIV 可以与温度相关。空间中常见元素的 CIV 值不是随机分布的，而是围绕某些速度值分为四个不同的带。在每个波段内，该波段中的所有元素都具有彼此相似的 CIV。

  在场对齐电流附近，E × B力导致离子和电子向较冷的中心轴径向漂移。由于它们的 CIV 不同，当它们向中心移动并进入逐渐变冷的区域时，不同的离子将以不同的半径重新组合。

  最终结果是，Marklund Convection 根据其电离势将本地存在的任何元素分类为不同的组。元件组在圆柱形场对准电流内以不同半径排列在圆柱形壳中。

  由于氢与其他元素相比具有较高的CIV，因此它将首先在比其他元素的壳半径更大的圆柱壳中重组。

  这种类型的电分类可能是我们在宇宙中观察到的一些元素的非随机分布的原因。特别是，它可以解释射电望远镜探测到的整个星系中线状结构中中性氢的优势。