Если в плазменном объёме достаточно хорошо выполняется ЛТР, а относительные скорости друг по отношению к другу ее тяжёлых компонент (в частности, с разными Z) пренебрежимо малы, то динамику такой плазмы можно описать одножидкостной или двухжидкостной гидродинамикой, считая температуры всех компонент одинаковыми. Без учёта вязкости в одножидкостном приближении имеем: ^г- | е+^- + — | +div (pv('^ + W)+— ОТ \ Z О7Г / \ \ Z / 47Г соответствующих связанным состояниям. 314 Гл. 6. Плазменные процессы с трансформацией частиц и излучением J 7//////////М Рис. 6.5.3. Типичные траектории блуждания электронов по уровням Е 1 rotE = — а с 1 <9Н с dt ,Н F.5.39) divH = 0. Здесь S = — A6<7ob/3)T3VT — лучистый поток, р = J2 rnz^Za — общая массовая (Z,a) плотность, массой электронов можно пренебречь, ре и пе — давление и плотность электронов, П — вектор Умова-Пойнтинга. Эта система уравнений должна быть дополнена граничными условиями. Они для частиц будут обсуждаться в следующей главе. Что же касается лучистого потока, то здесь свои особенности, прежде всего связанные с тем, что вблизи границы плазменного объёма (который мы предполагаем оптически толстым) принципиально нет термодинамического равновесия. Этот вопрос обсуждается в [27]. Отличие системы F.5.39) уравнений от магнитной гидродинамики Альфвена (п. 2.3.1) сводится, прежде всего, к тому, что теперь уравнения состояния и формула для внутренней энергии имеют вид F.5.28), F.5.29), а коэффициенты электропро- водности а и теплопроводности подчиняются формулам F.5.32) и F.5.31) с учётом формулы Саха. Наконец, в системе F.5.39) появляется лучистый энергоперенос. Однако, даже для условий ЛТР, но рассматривая оптически полупрозрачную плазму надо пользоваться россландовым пробегом, и этот параметр должен непрерывно корректироваться в связи с изменением плотности и температуры в каждой точке потока.
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Уравнения динамики квазиравновесной плазмы» з дисципліни «Введення в плазмодінаміку»
