Физические основы системы МАГО : Магнитное обжатие

• Автор: Гаранин, Сергей Флорович
• Шифр специальности: 01.02.05
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Саров
• Количество страниц: 205 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ

ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА 1. ПЛАЗМЕННАЯ КАМЕРА МАГО
1.1. Схема устройства и принцип работы
1.2. Физические процессы в камере МАГО и методы расчета
ГЛАВА 2. ПОПЕРЕЧНЫЕ БЕССТОЛКНОВИТЕЛЬНЫЕ УДАРНЫЕ ВОЛНЫ
(БУВ) И НАГРЕВ ПЛАЗМЫ В НИХ
2.1. Одномерное гибридное моделирование
2.1.1. Физическая модель
2.1.2. Постановка задачи
2.1.3. Результаты расчетов
2.1.4. Заключение
2.2. Неустойчивость функции распределения ионов за фронтом БУВ и ее
эволюция
2.2.1 Дисперсионное соотношение для колебаний вдоль магнитного
поля
2.2.2. Квазилинейная диффузия функции распределения
2.3. Двумерное гибридное моделирование
2.3.1. Физическая модель
2.3.2. Постановка задачи
2.3.3. Результаты расчетов
2.3.4. Заключение 51.
2.4. БУВ с двумя сортами ионов
2.4.1. Результаты одномерных расчетов в гибридной модели
2.4.2. Решение стационарной задачи
2.4.3. Заключение 64 ГЛАВА 3. ЭФФЕКТ ХОЛЛА, ДРЕЙФОВЫЕ ПОТОКИ И ПРИЭЛЕКТРОДНЫЕ
ПЛАЗМЕННЫЕ ТЕЧЕНИЯ
3.1. Динамика проникновения магнитного поля в замагниченную плазму
3.2. Отрывающие прианодиые течения замагниченной плазмы
3.2.1. Прианодное течение плазмы, возникающее под действием
магнитного поршня
3.2.2. Прианодное течение, возникающее под действием жесткого
идеально проводящего поршня
3.3. Приэлектродные слои, возникающие при ускорении замагниченной
плазмы
3.3.1. Одномерная задача М
3.3.2. Прикагодный слой
3.3.3. Прианодный слой
3.3.4. Заключение
3.4. Роль дрейфов в замагниченной плазме системы МАГО
3.4.1 .Роль бесстолкновительных потерь в плазме МАГО
3.4.2. Удержание а-частиц в магнитном поле
ГЛАВА 4. НЕКОТОРЫЕ КИНЕТИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ, ХАРАКТЕРНЫЕ
ДЛЯ ПЛАЗМЫ МАГО
4.1. Электропроводность лоренцевой плазмы с улучшенной
логарифмической точностью
4.2. Скорость обмена энергией между планковским излучением и
водородной плазмой
4.3. Излучение ионов с фсрмиевским распределением электронов по
уровням
ГЛАВА 5. ПОВЕРХНОСТНЫЕ РАЗРЯДЫ В СИЛЬНЫХ МАГНИТНЫХ
ПОЛЯХ
5.1. Диффузия сильного магнитного поля в плазму
5.1.1. Диффузия магнитного поля в водородную плазму при малых
временах
5.1.2. Стадия стационарного разряда
5.1.3. Диффузия магнитного поля, сопровождаемая лучистой
теплопроводностью
5.2. Разряд, возникающий при вы текании магнитного потока из плазмы в
изолятор
5.3. Остывание замагниченной плазмы на границе со взрывающейся
металлической стенкой
5.3.1. Остывание плотной плазмы
5.3.2. Шунтирующий разряд по парам металла
5.4. Стационарный разряд при выходе магнитного потока через
поверхность изолятора
ГЛАВА 6. МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКИЕ (МГД) НЕУСТОЙЧИВОСТИ
И ИХ ВЛИЯНИЕ НА ПЛАЗМУ МАГО И ЕЕ ДОЖАТИЕ
6.1. Неустойчивость тангенциального разрыва в холодной плазме с
магнитным полем, перпендикулярным скачку скорости
6.1.1. Дисперсионное уравнение
6.1.2. Неустойчивость тангенциального разрыва
6.1.3. Инкременты и область неустойчивости
6.1.4. Выводы

6.2. Конвективная неустойчивость в азимутальном магнитном поле при
наличии ускорения
6.3. Нелинейное развитие неустойчивостей
6.3.1. Нелинейная стадия неустойчивости 2-пинча
6.3.2. Движение периферийной плазмы за перетяжкой 2-пинча
6.3.3. Автомодельное развитие неустойчивости Рэлея-Тейлора в
районе угловых точек
6.4. МГД турбулентные механизмы остывания плазмы
6.4.1. Перемешивание плазмы с парами изолятора
6.4.2. Конвективное охлаждение плазмы о внешнюю стенку
6.4.3. Моделирование сжатия плазмы МАГО охлопывающимся
лайнером с учетом конвекции
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННЫХ ИСТОЧНИКОВ

2.2. Неустойчивость функции распределения ионов за фронтом БУВ и се эволюция
Движение ионов в строго перпендикулярной бесстолкновительной ударной волне (БУВ), обусловленное действием лоренцевой силы и ларморовским вращением, должно было бы происходить в плоскости, перпендикулярной магнитному нолю. В результате за фронтом ионы не должны иметь скоростей вдоль поля. Такая ситуация реализуется в одномерных расчетах раздела 2.1., где по самой постановке задачи появление продольных скоростей невозможно. Однако создающееся за фронтом анизотропное распределение ионов оказывается неустойчивым относительно колебаний с волновыми векторами, имеющими составляющую вдоль магнитного поля. Нарастание этих колебаний и их влияние на функцию распределения может привести к уменьшению анизотропии.
Развитие неустойчивых колебаний за фронтом БУВ в квазилинейном приближении было исследовано в работе [37], где функции распределения ионов по поперечным и продольным скоростям считались бимаксвелловскими и предполагалось, что колебания и квазилинейная диффузия приводят к изменению соответствующих температур и их выравниванию. В работе было показано, что анизотропия такой функции распределения значительно уменьшается. Тем на менее, если иметь в виду реальное распределение ионов, то остаются вопросы, имеет ли место изотропизация для всех участков ионной функции распределения, как быстро идет этот процесс для малых и больших скоростей и как реальное распределение ионов сказывается на спектре колебаний. Вопрос об ионной функции распределения важен и практически для плазменных установок, в которых нагрев плазмы осуществляется с помощью БУВ, том числе для МАГО, поскольку большая доля энергии при этом содержится в ионах с большими скоростями, для которых столкновения не очень существенны и которые могут хуже удерживаться магнитным полем и уходить из плазмы, не успев передать ей свою энергию.
При нагреве плазмы МАГ'О в результате «аномального» трения об анод при прохождении сопла также могут образовываться энергичные ионы, имеющие, вообще говоря, анизотропное распределение ионов с преимущественными направлениями скорости перпендикулярно магнитному полю (см. раздел 3.3). Информация об энергичных ионах с помощью измерений спектров термоядерных нейтронов была получена в работе [38]. При этом для основной части спектра нейтронов и, следовательно, высокоэнергичных ионов анизотропии по скоростям не было обнаружено. Предложенное в этой работе объяснение этих результатов состоит в том, что функция распределения ионов содержит большую долю энергичных ионов, которые под действием возникающих из-за развития неустойчивости шумов достаточно быстро изотропизуются.
В этом разделе мы рассмотрим развитие неустойчивости альфвеновской ионноциклотронной моды с волновым вектором, параллельным магнитному полю, [41].
2.2.1 Дисперсионное соотношение для колебаний вдоль магнитного поля
Для колебаний вдоль магнитного поля, т. е. к \В||е;, дисперсионное уравнение
I к2 5.. - к к - -- £ ] = () ,

где ец - тензор диэлектрической проницаемос ти, распадается на два: