Течение - плазма
Cтраница 1
Течение плазмы в коаксиальных электромагнитных ударных трубах при значениях ( - R0ut / - in - 1) порядка единицы заведомо не является вполне одномерным. Следовательно, ударная волна с увеличением г должна ослабляться. Это выражается в искривлении поверхности магнитного поршня. В модели снежного плуга этот эффект можно описать следующим образом: если и - скорость стационарного движения магнитного поршня в аксиальном направлении, то скорость ударной волны в точке А ( рис. 5.4) равна [ 142J и cos 0 С и, где 0 - угол между нормалью к поверхности поршня и осью ударной трубы. [1]
Рассмотрим течение плазмы в окрестности нейтрального слоя в приближении одножидкостной магнитной гидродинамики с учетом конечной проводимости плазмы. [2]
Рассматривается течение плазмы в области малых значений магнитных чисел Рейнольдса и параметров Холла. Эти условия обычно реализуются при течении в каналах МГД-генераторов. [3]
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. [4]
При течении плазмы в окрестности нулевой линии магнитного поля образуется токовый слой с большой плотностью тока, разделяющий антипараллельные магнитные поля. В этом слое происходит квазистационарное пересоединение, обусловленное конечной проводимостью. Токовый слой может разрушиться под действием, например, разрывной ( тиринг) неустойчивости; тогда происходит быстрое пересоединение силовых линий через слой с высвобождением магнитной энергии и ускорением частиц плазмы. [5]
О расчете течений неравновесной плазмы методом С. К. Годунова, Ж вычисл. [6]
Перечисленные выше особенности течения плазмы и магнитного поля в окрестностях магнитопаузы, а также существование электрического поля вдоль застойной линии создают условия, благоприятные для развития процесса пересоединения силовых линий магнитного поля. Поэтому вполне естественным представляется дополнить эти особенности обтекания граничными условиями на магнитопаузе, вытекающими из теории пересоединения, в результате чего оказывается возможным рассчитать параметры солнечного ветра в переходной области. [7]
Для стабилизации режима течения плазмы в канале МГД-ге-нератора и поддержания мощности, выдаваемой генератором в сеть, может быть применено регулирование тока, обеспечивающее его постоянство в цепи электродов. Совместно с компаундирующим устройством такая система может при достаточно мягкой внешней характеристике генератора обеспечить необходимую устойчивость инвертирования. [8]
 |
Влияние осевого магнитного поля на теплоотдачу. [9] |
Исследовался теплообмен при течении плазмы по трубе, помещенной в мощный соленоид. [10]
Применительно к задаче о течении плазмы в хвосте магнитосферы Земли ось х направлена вдоль хвоста, ось у - по линии юг-север. [11]
В работе Стивенсона [91] рассмотрено течение плазмы с конечной проводимостью а const в плоскости ( х, у), ортогональной нулевой линии магнитного поля. [12]
Рассмотрим динамику процесса пересоединения, когда течение плазмы инициируется с помощью нарастающего со временем векторного потенциала магнитного поля на границе. [13]
Предполагается, что в типичных случаях течение плазмы на компактную звезду по своей природе является гидродинамическим с Хс rl С другой стороны, динамическое поведение звезд в шаровом звездном скоплении описывается уравнением Фоккера-Планка. Динамическая эволюция шаровых звездных скоплений в последнее время привлекает большой интерес теоретиков. Это связано с разработкой новых численных методов решения уравнения Фоккера-Планка, появлением хороших наблюдательных данных для шаровых скоплений и открытием рентгеновского излучения от шаровых скоплений ( см. гл. [14]
Цель расчетов состоит в изучении динамики течения плазмы в зависимости от параметров внешнего возмущения А ш, I, ширины нейтрального слоя б, величины захваченного магнитного потока. [15]
Страницы: 1 2 3 4