Конечная проводимость - плазма
Cтраница 1
Конечная проводимость плазмы обусловливает не только пересоединение, приводящее к образованию КТ, но и диссипацию магнитного потока. [1]
Рассмотрим течение плазмы в окрестности нейтрального слоя в приближении одножидкостной магнитной гидродинамики с учетом конечной проводимости плазмы. [2]
Как будет показано в следующей главе, при этом на первый план выступает токовая конвекция, связанная с конечной проводимостью плазмы. Здесь же мы ограничимся только случаем умеренного продольного поля, Hg / Hz - 1 ( режим Зеты), когда основным механизмом турбулентного охлаждения плазмы, можно думать, должна быть диамагнитная конвекция. [3]
Следует ясно понимать, что проделанное рассмотрение было основано на использовании модели: плазма - хорошо проводящая жидкость. Если учесть конечную проводимость плазмы, то ситуация осложняется: возникает новая группа неустойчивостей, так называемых дйссипативных неустойчив остей. Анализ этих видов возмущений увел бы нас далеко за рамки, поставленные при отборе материала для настоящей книги. К счастью, общие замечания о методах подавления МГД-неуетойчив остей остаются в силе и применительно к диссипативным неустойчиво стям. [4]
Возмущение векторного потенциала магнитного поля на верхней границе расчетной области у - у приводит к искривлению силовых линий и движению плазмы. Так как пересоединение возможно лишь при наличии конечной проводимости плазмы, то расчет, соответствующий случаю нулевой магнитной вязкости vm - 0, демонстрирует сгущение силовых линий вблизи нулевой поверхности без изменения топологии магнитного поля. [5]
Такой набор схем был обусловлен конкретно решаемыми задачами, поскольку для стадий формирования тора, его продольной компрессии и транспортировки определяющими являются различные физические процессы. Так, при формировании тора основным механизмом диссипации является конечная проводимость плазмы и при достаточно больших коэффициентах vm применялась явная схема первого порядка, достаточно простая в реализации. Транспортировка тора изучена с помощью явных схем. [6]
 |
Двойной вол-новодный тройник. [7] |
При прохождении мощного импульса передатчика резонансные окна рассматриваемых разрядников закорачиваются разрядом, как бы дополняющим стенку волновода. В приемник просачивается очень малая часть мощности передатчика, обусловленная конечной проводимостью плазмы СВЧ разряда. Для повышения качества защиты конструкция широкополосных разрядников защиты приемника обычно усложняется путем введения дополнительных разрядных промежутков. Пример такой конструкции будет показан в § 8.12 в связи с вопросом полосовых волноводных фильтров. [8]
Характер течений плазмы в электромагнитных ударных трубах с ионизующими ударными волнами более сложен и сильнее отличается от идеализированного автомодельного движения, чем картина МГД-течения. Этому не приходится удивляться, поскольку основное условие применимости автомодельных решений - относительная малость пространственных и временнь хх масштабов столкновительных и радиационных процессов, формирующих течение - в данном случае почти никогда не удовлетворяется. Конечная проводимость плазмы, возрастающая на фронте ударной волны от нуля, приводит к тому, что существенным ( и, как правило, не малым по сравнению с размерами установки) оказывается масштаб А - длина диффузии магнитного поля, характеризующая также процесс джоулева нагрева плазмы, нарушающего ее адиабатичность. Ширина ударного слоя определяется также конечной скоростью ионизационной релаксации вниз по потоку и конечной шириной прекурсорной зоны в передней части фронта. [9]
Поток Фг ограничен осью камеры и поверхностью г г0, на которой равно нулю значение продольной компоненты магнитного поля Hz. Уменьшение величины Ф1 ( или Ф2) с течением времени за счет конечной проводимости плазмы одинаково для любого сечения камеры. [10]
Напротив того, при изменений продольного поля в широких пределах ( от 5 до 16 кес) скорость волн линейно растет в соответствии с формулой (13.3); рис. 13.9 иллюстрирует сказанное. Больше того, измеренное значение хорошо согласуется с расчетным, если принять в качестве плотности плазмы величину, отвечающую полной ионизации водорода. Остается добавить, что более строгая теория предсказывает наличие затухания альфвеновских волн, обусловленного конечной проводимостью плазмы. И это предсказание теории оправдывается на опыте. [11]
Было обнаружено, что в неоднородной плазме существует целый класс так называемых дрейфовых неустойчивостей. Эти неустойчивости развиваются на возмущениях, сильно вытянутых вдоль магнитного поля. На данной конференции было представлено несколько докладов, в которых проведено исследование неустойчивостей плазмы как дрейфового тока, так и связанных с конечной проводимостью плазмы. Как видно из этих докладов, теория неустойчивости неоднородной плазмы развита настолько, что не представляет особых трудностей одновременно учитывать такие эффекты, как конечный ларморовский радиус, неоднородность магнитного поля и столкновение частиц, каждый из которых года три тому назад казался непреодолимо сложным. [12]
Она возникает вследствие небольшого разделения зарядов из-за тороидального дрейфа. Хотя при наличии вращательного преобразования сильного разделения зарядов и не происходит - они компенсируются за счет перетекания тока вдоль силовых линий, вследствие конечной проводимости плазмы небольшое поперечное электрическое поле все же остается. Это поле приводит к движению шнура в сторону наружного обвода. [13]
Страницы: 1