Рассмотрим другой крайний случай, ко- гда разгон происходит только за счёт высо- кой температуры, или, точнее, за счёт эн- тальпии компонент плазмы. Если речь идёт о получении сравнительно небольших ско- ростей истечения, которым соответствуют энергии частиц (имеются в виду тяжелые частицы) порядка 1 эВ, то нетрудно нагреть обе компоненты — и ионы, и электроны. Если же речь идёт об энергиях в десятки, а тем более в сотни и тысячи электрон- вольт, то основной интерес начинают приоб- ретать так называемые неизотермические ускорители, в которых Те > Т^. Поскольку нагреть электроны до высоких температур (^ 1 кэВ) в настоящее время не пред- ставляет особых трудностей. Это можно сделать как с помощью СВЧ-полей, так и с помощью энергичных электронных пучков. Поэтому энтальпию ионов мы по-прежнему положим равной нулю и будем счи- тать горячими только электроны. Пренебрежем также инерцией электронов. В таком случае получаем систему уравнений: Рис. 3.6.4. "Магнитное сопло" для неизо- термического ускорения Mvj Мс Фн ^ r = ai(ilJi); Me ( 1 д 1 дфг д д 1 дф{ е \гп дг гп дг rndzrn dz Не Уев г стт1 ( , \ — + —ае = -ие(фе). гп г е we Фн с , е г -еФ = ие = ае{Фе); (ф-) + — гп г C.6.27) C.6.28) C.6.29) C.6.30) Из написанной системы видно, что и в этом случае электроны "сидят" на магнитных поверхностях фн = const. Однако теперь магнитные поверхности не являются эквипотенциальными. Делая различные предположения об условиях на входе в систему, т.е. о функциях С/^е, а^?е, получаем различные режимы. Одним из простейших является течение, при котором ф{ = фе, т.е. траектории ионов и электронов вдоль системы совпадают. В этом случае можно положить равным нулю азимутальное поле (Не = 0). Если теперь допустить, что ионы стартуют с нулевой азимутальной скоростью, то из условия ф^ = фе и уравнений C.6.28) следует, что всюду vie = 0. В результате систему C.6.28)-C.6.30) можно записать в виде: Mv2 1 д 1 1 д 1 C.6.31) гп дг гп дг гп dz rn dz 176 Гл. 3. Двухжидкостные гидродинамические модели плазмы Нетрудно убедиться, что если положить Ue(ipi) = const, то получим модель чисто термического ускорения, описываемого обычными газодинамическими уравнениями: divnv; = 0; M(v;V)v; = - — Щ и происходящего в "магнитном сопле". Необходимо отметить, что, благодаря высокой электронной теплопроводности вдоль силовых линий, гидродинамическая модель неизотермического ускорения тре- бует определённой корректировки. Проблема выхода плазмы из магнитного поля в неизотермических ускорителях та же, что и в рассмотренных выше случаях. Экс- перименты с магнитными соплами и неизотермической плазмой описаны, например, в [100]
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Термическое ускорение в ''магнитном сопле"» з дисципліни «Введення в плазмодінаміку»
