Выше говорилось о трех типах процессов переноса: классических, неоклассических ("банановой", "пристеночной") и аномальных, обязанных мелкомасштабным колебаниями. В данном пункте будет рассмотрен один конкретный случай плазменной турбу- лентности, приводящей к аномальному сопротивлению плазмы. Среди различных механизмов создания аномальной проводимости большую роль играют механизмы, обязанные появлению в плазме "хаотических" мелкомасштабных электростатических колебаний с достаточно большой амплитудой. Появление таких колебаний уменьшает эффективное время свободного пробега тЭф и, соответственно, коэффициента проводимости _ е2птэф т Оценка величины тЭф может быть дана в виде V е2 )' Здесь ио — характерная частота пульсаций, Е — напряженность хаотического элек- трического поля. Эта формула следует из соображений, аналогичных тем, которые приводят к формуле Эйнштейна для броуновского движения /Г2\ л2 тэф = ^~, D=T, а Л и г — длина и время свободного пробега. В нашем случае роль х играет v — тепловая скорость частицы, роль г ~ uj~x — величина, обратная частоте, а роль Л — скорость, набираемая от хаотического поля за период его "колебания" (Л = Av ~ еЕ/гпи). 8.5. Активные методы стабилизации плазменных неустойчивостей 457 Как видно из сказанного, вопрос о величине тЭф сводится к определению харак- терной частоты пульсации ио и среднего значения квадрата пульсирующего электри- ческого поля Е. Определение этих величина требует достаточно сложных теоретиче- ских построений. Поэтому мы отсылаем интересующихся теорией мелкомасштабной турбулентностью, приводящей к аномальному сопротивлению к книгам [7, 10]. Здесь же будут коротко описаны эксперименты по так называемому турбулентному нагреву плазмы, а затем будут приведены простые оценки наблюдаемой зависимости плотно- сти тока j от напряженности электрического поля j(E). Эксперименты по турбулентному нагреву (Е.. .Завойский, Л.И. Рудаков). Дан- ная турбулентность легко реализуется в самых разных установках. В частности, это можно сделать на прямом электрическом разряде типа Z-пинча с наложенным продольным магнитным полем. На водороде рабочий диапазон давлений лежит в пре- делах 10~4-10~2 Тор, длительность разрядного импульса ^0,2-0,6 мкс, а плотность тока ~ 102А/см2. Во время разряда температура электронов стремительно подни- мется до нескольких кэВ, а ионная — до 100-300 эВ. Это как нетрудно убедить- ся разумно согласуется со значением порога инкремента развития неустойчивости Буземана-Будкера. Закон Ома при больших напряженностях электрического поля (Яо = 0 или Н||Е). Если напряженность электрического поля мала и электрон, набирая от поля энергии между столкновениями в состоянии отдать ее тяжелым частицам, то плот- ность тока прямо пропорциональна напряженности Е: j = aE 1^-мало • Однако с увеличением Е скорость набора энергии и токовая скорость возрастают и после того, как скорость щ приближается к скорости ионного звука, зависимость j от Е ослабляется и становится в первом приближении ~ \[Ё. А при значениях щ г^ уТе плотность тока мало изменяется при дальнейшем возрастании. Картина в целом усложняется, плазменный столб становится неоднородным (по- являются, в частности, так называемые двойные слои с очень большим сопротивле- нием аномального типа) и увеличивается доля убегающих электронов. Как эксперименты, так и теоретический анализ показывают, что общий вид зависимости j(E) подобен изображенному на рис. 8.4.3. При больших электрических полях основным типом колебаний здесь являются коротковолновые ионно-звуковые колебания с длиной волны порядка дебаевского радиуса. Характерный вид функции распределения электронов, полученный численным методом, приведен на рис. 8.4.4. Видно, что распределение имеет столообразную форму, обязанную высокому уровню колебаний xrjj ~ 1 и "отрастанию" убегающих электронов. Хотя многие особенности аномального сопротивления, обязанного высокочастот- ным колебаниям, выяснены, тем не менее здесь еще остается неясным целый ряд важных вопросов.
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Аномальное сопротивление плазмы» з дисципліни «Введення в плазмодінаміку»
