Котельников И.А., Ступаков Г.В. Лекции по физике плазмы
Подождите немного. Документ загружается.
где Π
αβ
= nhmv
α
v
β
i — плотно сть потока импульса частиц сорта ‘a’,
R = m
vSt
ab
d
3
v = m v
0
St
ab
d
3
v (10.5)
— сила, действующая на компоненту a со стороны компоненты b.
Вновь мы о пустили индекс ‘a’ у величин m, e, R,Π
αβ
,чтобынеза-
громождать ф ормулы. Отметим с разу, что вследствие сохранения сум-
марного импульса сталкивающихся частиц
R
e
= −R
i
. (10.6)
Чтобы за писа ть уравне ние движения в с тандартной форме, выделим в
Π
αβ
перено с импульса, связанны й с макро ско пическим движением:
Π
αβ
= mnh(u
α
+ v
0
α
)(u
β
+v
0
β
)i=
= mnu
α
u
β
+ mnhv
0
α
v
0
β
i
= mnu
α
u
β
+
1
3
mnhv
02
iδ
αβ
= mnu
α
u
β
+ pδ
αβ
,
где p = nT . Пользуясь преобразованием
∂
∂t
nu
α
+
∂
∂x
β
nu
α
u
β
= n
∂
∂t
u
α
+ nu
β
∂
∂x
β
u
α
+
+ u
α
∂n
∂t
+
∂
∂x
β
nu
β
|
{z }
=0
,
запишем о конч атель но ура внение движения в виде
mn
du
dt
= −∇p + neE + ne
h
u
c
,B
i
+ R
, (10.7)
где d /dt = ∂/∂t +(u∇) — конвективная производная. В правой части
здесь стоят силы , де йствующие на единицу о бъ ёма компоненты плаз-
мы.
I
Задача 10.1
Вычислить силу трения (10.5), используя лоренцевский интеграл столк-
новений (9.26) и пре дполагая, что распредел ение электрон ов описывае т-
ся «сдвинутой» функцией распределения Максвелла (10.1). Учесть , что
u v
Te
.
80
Пока мы вывели два уравнения, куда входят тр и неизвестные вели-
чины n, p, u. Ч тобы замкну ть систему ур авнений, тр ебуется ещ ё одно
(скалярное) уравнение — уравнение перено са тепла. Оно получится,
если умножить кинетическое уравнение на mv
2
/2 и проинтегрировать
по d
3
v. При этом в правой части останется только член
mv
2
2
St
ab
d
3
v =
m
2
(u + v
0
)
2
St
ab
d
3
v
= uR +
m
2
v
02
St
ab
d
3
v, (10.8)
описывающий обмен энергией между компонентами. Слагаемое uR
соответствует работе силы R, а слагаемое
Q ≡
m
2
v
02
St
ab
d
3
v (10.9)
есть количество теплоты , получаемой ча стицами ‘a’ от частиц сорта
‘b’ в единицу вр емени в единице объёма. Теплопередача отс утствует ,
Q =0,еслиT
a
=T
b
(напомним, что по ка мы пр енебрегаем про цессами
перено са). Теплопередача та кже рав на нулю в с лучае ло ренцевско го
интеграла столкновений, ко торы й не опис ывает передачу эне ргии от
электронов к ионам.
Мы не будем пр оводить д етального вы вода ур авнения пере носа те-
пла, та к как окончательный результат может быть получен из прос тых
физических соображений (впрочем, см. задачу 10.4).
Если вообщ е пр енебречь столкновениями и принять, что St
ab
=0,
то, как мы видели в пр еды дущей лекции, сохраняетс я энтро пия за-
мкнутой системы. П ри о тсутствии столкновений замкну той системой
можно сч итать не только всю плазму в целом, но и любую «жидку ю
частиц у», состоящ ую из фиксированно го набора частиц. Е сли обо-
значит ь ч ерез s энтро пию единицы объёма
s =
f ln
e
f
d
3
v, (10.10)
то s/n будет энтро пией на одну час тицу, а уравне ние, о писывающе е её
сохра нение, име ет вид
d
dt
s
n
=0. (10.11)
I
Задача 10.2
Вычислить s дл я максве лловской фу нкции распред еления.
81
Фактически у словие d(s/n)/dt = 0 сводится к уравнению адиабаты
d
dt
p
n
γ
= 0 (10.12)
с γ =5/3.
Чтобы уч есть столкновения, до статочно вспомнить, что согласно
первому началу термодина мики
dS =
dQ
T
,
где dS — изменение энтропии системы, а dQ — подведённое к ней те-
пло. В ра счёте на одну ч астицу изменение энтр опии з а единицу вре-
мени ра вно d (s/n)/dt , а подведённое тепло с кладываетс я из двух сла-
гаемых: Q/n−eEu,гдеQопределено формулой (10.9). Второе сла-
гаемое в этой формуле, −eEu, описы вает джоуле в нагрев, т. е. тепло-
вую мощ ность, выделяему ю в плазме пр и протекании электрического
тока. Мощн ос ть uR, соответствующая работе силы R, расходуется
на изменение кинетической энергии «жидкой частицы» и не вызывает
изменения энтро пии. Следовательно,
nT
d
dt
s
n
= Q−neEu
. (10.13)
Это и есть искомо е ур авнение пе реноса тепла. Пос кольку, как мы ви-
дели, в пределе бес конеч но т яжёлых ионо в Q = 0, то часто теплообме-
ном между электро нами и ионами можно во обще пренебр ечь и для хо-
рошо проводящей плазмы пользоваться уравнением адиабаты ( 10.12).
I
Задача 10.3
Кажется, что уравнение переноса тепла в форме ( 10.13)неинвариантно
относитель но пе рехода в д вижущуюся систем у координат, так как при
замене u → u + U в правой части уравнения появляется дополнителный
член −neEU. Объяснить парадокс.
Итак, мы получили систему уравнений двухжидко стной гидроди-
намики. Одну из взаимопр оникающих « жидкос тей» составляют элек-
троны, другую — ионы. Часто бывает достаточно ещё более грубого
приближения, когда плазма рассматривается как сплошная среда. Это
так наз ываемое приближение одножидко стной гидродинамики.
82
Для вы вода уравне ний одножидко стной гидродина мики введём мас-
совую плотно сть и гидродинамиче скую скоро сть
ρ= m
e
n+m
i
n 'm
i
n, (10.14)
V =
1
ρ
(m
e
nu
e
+m
i
nu
i
) 'u
i
. (10.15)
Тогда ур авнение непрер ывности для ио нов можно пере писать в виде
закона сохранения массы
∂ρ
∂t
+divρV =0
. (10.16)
Далее сложим ура внения движения электронов и ио нов, у чтём, что
R
e
= −R
i
, и пре небрежём в суммарном ура внении ине рцией электро-
нов. В результате получим
ρ
dV
dt
= −∇p +
1
c
[j, B]
, (10.17)
где
j = en(u
i
−u
e
)
— пло тность тока, p = p
i
+ p
e
— да вление, а
1
c
[j, B] — сила пондер о-
моторно го взаимоде йствия тока в плазме с магнитным полем ( отне-
сенная к единице объёма). Последнее уравне ние в системе получим,
сложив ур авнения
nT
i
d
dt
ln
T
3/2
i
n
= Q
i
−neEu
i
и
nT
e
d
dt
ln
T
3/2
e
n
= Q
e
+neEu
e
,
следующие из (10.13)и(16.14). Учитывая, что Q
e
= −Q
i
, по сле неслож-
ных пр еобразо ваний получа ем искомое уравне ние
n(T
i
+T
e
)
d
dt
ln
(T
i
+T
e
)
3/2
n
= −jE
. (10.18)
83
Правая часть этого уравнения описывает джоулев нагрев. Для бы-
стрых движений, когда скорость относительного движения u
i
−u
e
ионной и электронной « жидкос тей» значительно мень ше массовой
скорости V джоулевым нагревом часто пренебрегают и вместо (10.18)
пользуются уравнением адиабаты
d
dt
p
ρ
γ
=0 (10.18
0
)
с показателем адиабаты γ=
5
3
.
Уравне ния ( 10.16), (10.17)и(10.18) составляют систему ур авнений
одножидкостной магнитной гидродинамики. Интер есно, что элек-
тричес кое поле выпало из полученной сис темы уравнений. Обы чно
его находят, используя ту или иную р азновидность закона Ома. Мы
обсудим этот вопрос в лекции №14.
Литература: [17].
I
Задача 10.4
Вывести уравнение (10.13), вычислив момент кинетического уравнения
(10.2) с весом mv
2
/2.
I
Задача 10.5
Система уравнений (10.16), (10.17), (10.18) не содержит параметров,
характеризующих столкновения между частицами. Означает ли это,
что е ё можно использовать для описания бе сстолкновительной плазм ы?
84
Лекция 11
Волны в плазме. Ленгмюровские волны. Ионно-звуко вые
волны. Затуха ние Ландау
(To be done yet)
85
Лекция 12
Удержание плазмы в классическом пробкотроне.
Амбипол ярн ый потенц иал
(To be done yet)
86
Лекция 13
Понятие о методе Чепмен а-Эн ско га для нахожден ия
коэффициентов переноса
На прош лой лекции мы вы вели ур авнения двухжидкостной гидроди-
намики для полностью ио низованной плазмы, пр едполагая, что функ-
ция распределения частиц всех сортов является локально максвеллов-
ской. Однако, если система неоднородна, функция распределения от-
личается о т макс велло вской, и это о тличие связано с про цессами пе-
реноса: вязкостью, теплопроводностью и диффузией, которые напра-
влены на то, ч тобы вер нуть систему в состояние полного термодина-
мического равновесия. Процессы переноса можно описать в рамках
обычной гидродинамики. Соответствующие уравнения для краткости
называют уравнениями перено са . В примене нии к га зам они были вы-
ведены приблизительно в течение одного года (1916-1917) независимо
С. Чепме ном и Д . Э нскогом, причем р азными с пособами. Ф ормули-
ровка теории Че пменом была ос нована скорее на интуиции, нежели на
дедукции, тогда как в тр акто вке Энскога большее внимание уделялось
математическо й форме и из яществу. С. Чепмен и Т. Каулинг в свое й
книге, вышедшей в 1939 году, вычислили некоторые коэффицие нты
перено са для плазмы в магнитном поле. Удивительным обр азом опи-
сание пр оцессов перено са нез амагниченно й плазмы оказалос ь более
сложной за дачей, нежели для пла змы в магнитном поле. З авершил по-
стро ение полной с истемы ура внений классиче ского перено са в пла зме
С.И. Бра гинский, пр идумав в конце 50 -х годов ор игинальный спо соб
«препа рирования» интеграла столкновений, осно ванный на мало сти
отнош ений масс электрона и иона. Не имея возможности в полной ме-
ре изложить теорию С.И. Брагинского, мы рассмотрим только некото-
рые из процессов переноса, обусловленных кулоновскими столкнове-
ниями ча стиц в полнос тью ионизо ванной плазме. Теорию неклассиче-
ского пере носа, связанно го с усилением флукту аций эле ктромагнит-
ного поля в плазме из-за раскачки разного рода неустойчивостей, до
сих пор нельзя считать завершенной. Мы кратко обсудим один пример
87
неклассической диффузии на следующей лекции.
Если характерное время процессов переноса велико по сравнению
со временем столкновений час тиц, то от личие функции рас пределе ния
от ма ксвелло вс ко й м ало :
f = f
м
+δf , δf f
м
, (13.1)
где
f
м
= n
m
2πT
e
3/2
exp
−
m(v−u)
2
2T
e
. (10.1)
Ра зделение функции р аспределения f на ма ксвелловский «о стов» f
м
и
«возмущение» δf неоднозначно. Для устр анения этой неоднозначно -
сти потребуем, чтобы n, T и u,входящиевf
м
, о пределялись по точно й
функции р аспределения
n =
fd
3
v, u=
1
n
vfd
3
v, T=
m
3n
(v−u)
2
fd
3
v. (13.2)
При этом поправка δf обладает следующими свойствами:
δfd
3
v=0, vδfd
3
v=0, (v−u)
2
δfd
3
v=0. (13.3)
Рассмотрим следующую задачу. Пусть в плазме с однородной
плотностью n ес ть гра диент электронно й темпера тур ы, на правленный
вдо л ь оси z,т.е.∇T
e
=e
z
dT
e
/dz. Будем считать, что магнитное поле
отсутствует, а ионы вследствие их большой массы покоятся. Предпо-
ложим, что чер ез пла зму не протекает ток, так как она изолир ована
от внешних про воднико в; тогда электронна я компонента также нахо-
дится в покое, так что её средняя скорость равна нулю: u=0. Для это-
го необходимо чем-то уравно весить гра диент электронного давле ния
∇p
e
= n∇T
e
. Это можно с дела ть, на ложив на плазму электрическое поле
E = E e
z
, которое должно удерживать электроны. Если плазма изолиро-
вана, электрическое поле создаётс я з арядами, скапливающимис я на её
поверхност и. Величина этого поля будет найдена ниже, а пока только
зафиксируем тот факт , ч то в проводнике (каковым является плазма),
электрическое поле возникает даже при отсутствии тока, если имеется
градиент температуры (эффект Зеебека).
Запишем кинетическое уравнение для электронной функции ра с-
пределения, учиты вая, что на ша за дача стацио нарна и, следовательно,
88
∂f /∂t =0:
v
z
∂f
∂z
+
e
m
E
∂f
∂v
z
=St=
A
v
3
1
sinϑ
∂
∂ϑ
sinϑ
∂f
∂ϑ
. (13.4)
Мы воспользовалис ь лор енцевским интегр алом столкновений, ввели
16.10.98
обозначе ние A =2πZ
2
e
4
n
i
Λ/m
2
и учли, что в силу симметрии задачи
искомая функция f не завис ит о т аз имутального угла. Заметим, что
величина A/v
3
в(13.4) имеет с мысл час тоты электрон- ионных столк-
новений. Для кратко сти мы о пускаем инде кс ‘e’ у некоторых пара-
метров, ха рактеризу ющих электроны и их функцию р аспределе ния, в
частности, вместо e
e
прос то пишем e, подр азумевая, ч то e < 0.
Подставим теперь в уравнение (13.4) функцию (13.1). При этом
в правой части о станется только δf (так как f
м
при u =0независит
от ϑ),авлевойчастимыпренебрежемδf по ср авнению с членами,
сод ерж ащ и ми f
м
:
v
z
∂f
м
∂z
+
e
m
E
∂f
м
∂v
z
=
A
v
3
1
sinϑ
∂
∂ϑ
sinϑ
∂δf
∂ϑ
. (13.5)
Раскрывая производные
∂f
м
∂v
z
= −
mv
z
T
e
f
м
= −
mvcosϑ
T
e
f
м
,
∂f
м
∂z
= −
3
2T
e
∂T
e
∂z
f
м
+
mv
2
2T
2
e
∂T
e
∂z
f
м
=
1
2T
e
∂T
e
∂z
mv
2
T
e
−3
f
м
,
уравне ние (13.5) запиш ем в виде
v
2T
e
∂T
e
∂z
mv
2
T
e
−3
f
м
cosϑ−
eEv cos ϑ
T
e
f
м
=
A
v
3
1
sinϑ
∂
∂ϑ
sinϑ
∂δf
∂ϑ
. (13.6)
Будем искать его реше ние по методу разделения переменных , пр едпо-
ложив, ч то δf =Φ(v)cosϑ. Нетрудно проверить, что при таком выборе
δf правая часть последнего уравнения равна −2(A/v
3
)δf , поэтому cosϑ
сокращается, и мы находим ур авнение на функцию Φ(v):
Φ(v)=−
v
3
2A
v
2T
e
∂T
e
∂z
mv
2
T
e
−3
−
eEv
T
e
f
м
. (13.7)
Потребуем теперь выполнения второго условия в (13.3). (Нетрудно
провер ить, что дру гие два интегр ала в (13.3) обращаются в нуль.)
89