Магнитные моменты круговых токов равны mu^2 / 2B, и в неоднородном поле на них действует (диамагнитная) сила, стремящаяся вытолкнуть частицу П. из области сильного поля в область более слабого поля, что является важнейшей причиной неустойчивости П. в неоднородных полях.
Взаимные столкновения частиц в П. описывают эффективными поперечными сечениями, характеризующими «площадь мишени», в которую нужно «попасть», чтобы произошло столкновение. Например, электрон, пролетающий мимо иона на расстоянии так называемого прицельного параметра r (рис. 3), отклоняется силой кулоновского притяжения на угол q, примерно равный отношению потенциальной энергии к кинетической, так что q » 2 r^/ r, где r^ = e2/mu2 » e2/kT (здесь r^ — прицельное расстояние, при котором угол отклонения q = 90°). На большие углы q ~ 1 рад рассеиваются все электроны, попадающие в круг с площадью sблиз » 4pr^2, которую можно назвать сечением «близких» столкновений. Если, однако, учесть и далёкие пролёты с r >> r^, то эффективное сечение увеличивается на множитель L = ln (D/r^), называется кулоновским логарифмом. В полностью ионизованной П. обычно L~ 10—15, и вкладом близких столкновений можно вообще пренебречь (см. сказанное выше о «дальнодействии» в П.). При далёких же пролётах скорости частиц изменяются на малые величины, что позволяет рассматривать их движение как процесс диффузии в своеобразном «пространстве скоростей». Хотя, как отмечалось, каждая частица П. одновременно взаимодействует с большим числом др. частиц, процессы в П. можно описывать с помощью представления о «парных» столкновениях. Средний эффект «коллективного» взаимодействия эквивалентен эффекту последовательности парных столкновений.
Если в П. не возбуждены какие-либо интенсивные колебания и неустойчивости, то именно столкновения частиц определяют её так называемые диссипативные свойства — электропроводность, вязкость, теплопроводность и диффузию. В полностью ионизованной П. электропроводность s не зависит от плотности П. и пропорциональна T3/2; при Т ~ 15 ×106 К она превосходит электропроводность серебра, поэтому часто, особенно при быстрых крупномасштабных движениях, П. можно приближённо рассматривать как идеальный проводник, полагая s® ¥. Если такая П. движется в магнитном поле, то эдс при обходе любого замкнутого контура, движущегося вместе с П., равна нулю, что по закону Фарадея для индукции электромагнитной приводит к постоянству магнитного потока, пронизывающего контур (рис. 4). Эта «приклеенность», или «вмороженность», магнитного поля также относится к важнейшим свойствам П. (подробнее см. в ст. Магнитная гидродинамика). Ею обусловлена, в частности, возможность самовозбуждения (генерации) магнитного поля за счёт увеличения длины магнитных силовых линий при хаотическом турбулентном движении среды. Например, в космических туманностях часто видна волокнистая структура, свидетельствующая о наличии возбуждённого таким образом магнитного поля.
Методы теоретического описания плазмы. Основными методами являются: 1) исследование движения отдельных частиц П.; 2) магнитогидродинамическое описание П.; 3) кинетическое рассмотрение частиц и волн в П.
Скорость движения u отдельной частицы П. в магнитном поле можно представить как сумму составляющих u|| (параллельной полю) и u^ (перпендикулярной полю). В разреженной П., где можно пренебречь столкновениями, заряженная частица летит со скоростью u|| вдоль магнитной силовой линии, быстро вращаясь по ларморовской спирали (см. рис. 2). При наличии возмущающей силы F частица также медленно «дрейфует» в направлении, перпендикулярном как магнитному полю, так и направлению силы F. Например, в электрическом поле Е, направленном под углом к магнитному, происходит «электрический дрейф» со скоростью u др. эл. = cE^/В (Е^—составляющая напряжённости электрического поля, перпендикулярная магнитному полю В). Если же Е = 0, но магнитное поле неоднородно, то имеет место «центробежный дрейф» в направлении бинормали к силовой линии, а в продольном направлении диамагнитная сила тормозит частицу, приближающуюся к области более сильного магнитного поля. При этом остаются неизменными полная энергия частицы 
( u||2 + u^2) и её магнитный момент m = mu^2/2B. Таково, например, движение в магнитном поле Земли космических частиц (рис. 5), которые отражаются от полярных областей, где поле сильнее, и вместе с тем дрейфуют вокруг Земли (ионы — на запад, электроны — на восток). Поле Земли является магнитной ловушкой: оно удерживает захваченные им частицы в радиационных поясах. Аналогичными свойствами удержания П. обладают так называемые зеркальные магнитные ловушки, применяемые в исследованиях по управляемому термоядерному синтезу (подробнее см. Магнитные ловушки).
При описании П. с помощью уравнений магнитной гидродинамики она рассматривается как сплошная среда, в которой могут протекать токи. Взаимодействие этих токов с магнитным полем создаёт объёмные электродинамические силы, которые должны уравновешивать газодинамическое давление П., аналогичное давлению в нейтральном газе (см. Газовая динамика). В состоянии равновесия магнитные силовые линии и линии тока должны проходить по поверхностям постоянного давления. Если поле не проникает в П. (модель «идеального» проводника), то такой поверхностью является сама граница П., и на ней газодинамическое давление П. rгаз должно быть равно внешнему магнитному давлению rмагн = B2/8p. На рис. 6 показан простейший пример такого равновесия — так называемый «зет-пинч», возникающий при разряде между двумя электродами. Штриховка указывает линии тока на поверхности П. Равновесие зет-пинча неустойчиво — на нём легко образуются желобки, идущие вдоль магнитного поля. При последующем развитии они превращаются в тонкие перетяжки и могут приводить к обрыву тока (подробнее см. Пинч-эффект). В мощных разрядах с токами ~ 106а в дейтериевой П. такой процесс сопровождается некоторым числом ядерных реакций и испусканием нейтронов, а также жёстких рентгеновских лучей, что впервые было обнаружено в 1952 Л. А. Арцимовичем, М. А. Леонтовичем и их сотрудниками.