Рассмотрим равновесное стационарное состояние плазмы в системе с замкнутыми магнитными поверхностями. Оно описывается уравнениями двухжидкостной гидродинамики для электронов и ионов соответственно:
(1.1.1)
Здесь F – сила трения между электронами и ионами. Если скорость макроскопического движения плазмы V мала по сравнению с тепловой скоростью VT, то инерционными членами в левых частях (1.1.1) можно пренебречь. Действительно, градиент давления в правых частях можно представить как nmVT 2/2 a, где a – характерный масштаб профиля давления. Если масштаб изменения профиля скорости имеет тот же порядок, что и профиль давления, то инерционный член в левых частях (1.1.1) мал по сравнению с градиентом давления. Применимость указанного приблиения нарушается также, если скорость существенно меняется на масштабах, много меньших a. Сложив два уравнения, c учётом j i = Ze V i, j e= ‒ en V e, j = j e + j i, P=Pe+Pi, получаем условие равновесия при дозвуковых скоростях вращения плазмы:
. (1.1.2)
Заметим, что мы пренебрегли вязкостью плазмы.
|
|
В случае околозвуковых или сверхзвуковых течений член mi ni(( 6. ) V i следует сохранять.
К уравнению (1.1.2) следует добавить стационарные уравнения Максвелла
(1.1.3)
Умножая скалярно (1.1.2) на H, получаем
. (1.1.4)
Таким образом, давление постоянно вдоль силовых линий.
Умножая то же уравнение на j скалярно, находим, что давление постоянно вдоль линий тока
. (1.1.5)
В замагниченной плазме можно ввести магнитное давление . Тогда, используя уравнение (1.1.3) иравенство
,
условие равновесия (1.1.2) можно переписать через полное давление
. (1.1.6)
В качестве примера рассмотрим простейшую цилиндрически симметричную плазменную конфигурацию, ось которой совпадает с осью z. Пусть ток в такой конфигурации течёт вдоль этой оси. Магнитное поле имеет две составляющие, осевую Hz (r), направленную вдоль оси z, и азимутальную . Тогда r и z -компоненты уравнения (1.1.6) имеют вид
; (1.1.7)
. (1.1.8)
Уравнение (1.1.8) означает лишь однородность конфигурации вдоль оси z. Уравнение (1.1.7) должно быть дополнено уравнениями Максвелла. Полученные уравнения выражают давление через магнитное поле, но не могут служить для определения того и другого по отдельности. Эту задачу можно решить только с использованием уравнений переноса.
Для рассмотрения реальных плазменных конфигураций, например, токамака, используется так называемое уравнение Шафранова–Грэда. Оно было получено сначала В.Д. Шафрановым, а затем, независимо от него, Грэдом. Тороидально симметричная конфигурация описывается с помощью системы координат, в которой координатными являются поверхности, параллельные магнитному полю, и перпендикулярные ему. В простейшем случае, описанном выше, такими поверхностями являются поверхности и соответственно.
|
|
Введем цилиндрическую систему координат , ось симметрии z которой совпадает с осью тора (рис. 1).
Рис. 1. Тороидальная плазменная конфигурация
Магнитное поле в такой системе может быть описано с помощью двух компонент векторного потенциала и . Компоненты магнитного поля выражаются через них следующим образом:
, , . (1.1.9)
Здесь мы для удобства правые части разделили и умножили на r.
Введем функцию . Тогда равенства (1.1.9) перепишутся следующим образом:
; . (1.1.10)
В силу цилиндрической симметрии давление плазмы не зависит от угла . Поэтому условие (1.1.5) можно записать в виде
. (1.1.11)
Подставляя (1.1.10) в (1.1.11) и учитывая, что и , видим, что это условие выполняется, если давление зависит только от .
Используя (1.1.10), легко видеть, что (H, ) = 0. Это означает, что силовые линии магнитного поля лежат на поверхностях .
В стационарном случае сумма уравнений непрерывности для электронов и ионов дает
div j = 0. (1.1.12)
Таким образом, для тока можно проделать те же операции, что и для H. Аналогично функции можно ввести функцию I, через которую выражаются компоненты тока:
; . (1.1.13)
Из условия (j, ) = 0 получаем, что давление плазмы является функцией I.
Тороидальная составляющая магнитного поля легко выражается через функцию I. Действительно, радиальная и осевая составляющие уравнения
rot H = j (1.1.14)
принимают вид
; . (1.1.15)
Выражая ток через I, получаем
,
то есть
, (1.1.16)
причём без ограничения общности константу можно положить равной нулю.
Рассмотрим теперь z -ю составляющую уравнения (1.1.14).
. (1.1.17)
Выражая магнитные поля через , это уравнение можно привести к виду
. (1.1.18)
Воспользуемся радиальной составляющей уравнения равновесия (1.1.2) и подставим в неё Hz из (1.1.10) и из (1.13). Кроме того, учтём, что давление Р зависит только от . В результате, сократив левую и правую части уравнения на , получаем следующее выражение для азимутальной составляющей тока:
. (1.1.19)
Окончательно, подставив теперь это выражение в (1.1.18), получим уравнение Шафранова–Грэда
. (1.1.20)
Если задать давление и ток как функции магнитных поверхностей, то есть , (напомним, что ток выражается через производные от функции I), можно найти форму этих поверхностей. Если задать форму магнитных поверхностей , можно найти связь между током и давлением.
В качестве примера рассмотрим тороидально симметричную конфигурацию «сферомак». Его можно представить себе как кольцо с током радиуса R, помещенное во внешнее однородное магнитное поле. Ось симметрии кольца по направлению совпадает с направлением этого поля (рис. 2).
В такой конфигурации полоидальная составляющая тока равна нулю, то есть можно положить . Профиль давления зададим как
. (1.1.21)
Уравнение Шафранова–Грэда в этом случае принимает вид
. (1.1.22)
Решение этого уравнения можно представить в виде
, (1.1.23)
если константы A и C связаны соотношением .
Переопределив константы, выражение (1.1.23) можно переписать в виде
. (1.1.24)
Введем безразмерные переменные и . Уравнение магнитных поверхностей в новых переменных принимает вид
(1.1.25)
или
. (1.1.26)
Рассмотрим форму магнитных поверхностей при различных значениях :
а) . В этом случае для имеется одно положительное решение при всех . Геометрическим местом точек, соответствующих этому решению, являются цилиндрические поверхности, простирающиеся вдоль оси от до . В этой области частицы удерживаться не могут.
б) . В этом случае одно из решений представляет собой точку в центре, а другое – эллипсоид, который является сепаратрисой, отделяющей замкнутые магнитные поверхности от разомкнутых.
Рис. 2. Сечение магнитных поверхностей сферомака плоскостью
|
|
в) . Геометрическими местами точек, соответствующих этому решению, является система вложенных тороидальных поверхностей. Эта область – область удержания плазмы.
Поверхность вырождается в кольцо, соответствующее магнитной оси системы.
На рис. 2 представлено сечение системы поверхностей плоскостью .
Итак, первым этапом расчёта системы для магнитного удержания плазмы является расчёт равновесия плазмы в магнитном поле. Уравнение Шафранова–Грэда – это статическое нелинейное уравнение. Во-первых, оно может быть обобщено на случай вращающейся плазмы. Во-вторых, оно нелинейное и, следовательно, допускает не единственное решение при одних и тех же граничных условиях.