Учебник - Физика плазмы для физиков - Арцимович Л.А. (1239321), страница 63
Текст из файла (страница 63)
Уменьшение Я означает соответствующее увеличение пробега частицы. Если на своем пути в плазме частица может генерировать ядерные реакции, то общий выход реакций во много раз возрастет при увеличении электронной температуры (если, конечно, нам удастся заставить быструю частицу пробыть в плазме достаточно долгое время). Рассмотрим интересный пример, принадлежащий одному из авторов (Л. А. Арцимовичу). Пусть пучок быстрых дейтонов проходит через тритиевую плазму.
Если температура плазмы невелика, то выход реакций будет очень мал. При в=100 кэВ вероятность того, что частица испытает в плазме с близкой к нулю температурой на полной длине своего пробега одно ядерное столкновение, составляет 2 !О-", Энергетический КПД, т. е. отношение освобождаемой ядерной энергии к начальной энергии дейтонов, близок к 0,04%. Вероятность и энергетический КПД реакций 268 быстро возрастают с увеличением Т, и при Т,=б.10 эВ КПЛ приближается к единице, а при Т,=104 эВ значительно ее превосходит. Таким образом, в принципе появляется возможность энергетического использования 'реакций ьу+Т- Не+и в режиме прохождения потока быстрых заряженных частиц через плазму с достаточно высокой электронной температурой.
В 1961 г., когда были проведены эти оценки, такая перспектива казалась практически маловероятной. Однако в настоящее время появилась возможность инжектирования быстрых ионов в «магнитные ловушки» с большим временем жизни заряженных частиц (например в токамаки). По отношению к такому пучку горячая плазма может служить эффективной «ядерной мишенью». В результате ионы плазмы оказываются двух сортов: тепловые и быстрые. Этот вариант токамака называют «двухкомпонентным», Все же, по-видимому, более важное значение будет иметь использование такого метода ин>кекции для простого повышения ионной температуры плазмы.
Особенно успешным оказалось применение такого метода нагрева на токамаке Р1.Т в Принстоне (рис. 2.55). Рис. 2.55. Принципиальная схема, показывающая расположение инжекторов нейтральных частиц вдоль большого периметра токамака РЬТ в Принстонской плазменной лаборатории. При суммарной мощности инзкекции Р Кз Мвт в плазме с плотностью и 8 !Оп си-' (з центре) была получена температура ионов У, 8,8 кзв. При этом ионы оказались в банановом режиме с козффициентам теплапроводности в несколько раз меньше, тем по скейлингу для «плато». (Преприит РРЬ-78885!, Принстонская плазменная лабораторна, (йуал 270 В энергетическом балансе плазмы, запертой в ~магнитной ловушке, при некоторых условиях заметная роль может принадлежать так называемому магнитному или бетатронному излучению, связанному с ларморовским вращением электронов. Для электрона, движугцегося в магнитном поле Н по винтовой линии с центростРемительным УскоРением о' 1гм„энеРгиЯ, излУчаемаЯ в единицу времени, определяется выражением Лг/сИ = (2/3) г', (1+ тв,/гп,с')' (о' (с) Н', (2.332) где го — классический радиус электрона; ш,— кинетическая энергия электрона (в интересующих нас случаях ш,«гласа).
Спектр излучения для отдельного электрона линейчатый. Он состоит из основной линии с ларморовской частотой отп, и ее гармоник. Вследствие эффекта Доплера с учетом релятивизма частота оз„п-й гармоники оказывается зависящей от компонент скорости частицы о и о н угла О, под которым наблюдается излучение 6 1 и направление магнитного поля: ого = амл )тг1 — о'(с'~ (1 — (о ч (с) сов й].
Если энергия электрона достаточно мала по сравнению с лтосз, то главная часть излучаемой энергии должна приходиться на основную частоту. С ростом ш, доля высших гармоник в общей интенсивности излучения быстро увеличивается. Если предположить, что вся излучаемая энергия уходит из плазмы, то потери у энергии на магнитное излучение в плазме превосходили бы выделе- Га = 50гзл ние энергии, обусловленное термоядерными реакциями в магнитных ловушках. Следовательно, если бы магнитное излучение могло свободно выходить из плазмы, оно представляло бы одно из главных препятствий для сооружения термоядерного реактора с положительным энергетическим балансом.
Однако в действительности большая часть магнитного излучения, 25 которая относится к основной ча- 10 стоте и первым гармоникам, поглощается, не выходя из плазмы, и только излучение, принадлежащее сравнительно слабым высшим гар- 0 5 70 75 =а1Миа моникам выходит через границу Рис 2 из Спектр магиитотормозплазмы без существенного ослаб- „ого излучения, выходящего из ления. оо змы 271 !,Вы/м'Ги г (О (ап (()Оп ш, мГц а Рис. 2.57. Магнитотормозаое излучение релятиви.
стских электронов в межзвездном магнитном поле является главным источником наблюдаемого радиоизлучения нашей Галактики и других галактик, радиогалактик, а также остатков вспышек сверхновых и квазаров. Здесь приведен спектр радиоизлучения радиогалакгики Лебедь А. Радиосветимость около )оо зрг(с (б). Спектральная деталь вблизи Яю 55 кзв в спектре ренгге. новского излучения пульсара Негх-(, обнаруженная при рентгеновских наблюдениях с баллона (Тгюпрег Л е.
а. «Аа(горнуз. Л Ье(ию (зта, ч. 5)9, р. 105. Максимум при 55 кзв интерпретмруегся как излучение горячей плазмы на днклотронной частоте и соответствует напряженности магнитного поля 5 ° (Ои Гс (б) 10 йс)з кзн Представление о результатах, полученных в строгой теории переноса излучения, может дать рис. 2.55, на котором изображено спектральное распределение интенсивности магнитного излучения, выходящего из:плоского слоя плазмы, для случая ЬипТ1Н5=1.
По оси абсцисс отложена частота в единицах о)ню а по оси ординат— распределение интенсивностей по спектру. Масштаб по оси ординат выбирается таким образом, чтобы спектр черного тела в области низких частот (т. е. там, где он соответствует закону Рэлея — Джинса) изображался параболой у=2хт.
Так как вследствие поглощения спектр излучения плазмы должен зависеть от толщины излучающего слоя, ее удобно выражать в безразмерных единицах. Безразмерная толщина слоя аб определяется соотношением ас= (4ппсе)Н) а, где а — толщина слоя в сантиметрах. Графики, приведенные на рис. 2.56, построены для случая, когда ас=!0(. Различные кривые изображают спектр магнитного излучения, соответствующий разным значениям температуры плазмы. Если при не слишком высоких Т, на спектральной 272 Упрощенно излучение, в конце концов выходящее из плазмы, можно представить себе как суперпозицию равновесного излучения (по Рэлею — Джинсу) при малых частотах п(п* (здесь ив номер гармоники), где важен эффект перепоглошения, и высокочастотной доли излучения электронов плазмы п)и*, практически свободно покидающей плазму.
Оценку пп можно сделать, считая, что при п=пв обе ветви спектральной интенсивности излучения (Рэлея †Джин и прямого излучения электронами) сравниваются по порядку величины„ кривой ясно видны отдельные гармоники, то при более высоких температурах кривые имеют форму, характерную для сплошного спектра. Из-за эффекта Доплера при высоких температурах отдельные линии, принадлежащие к высоким гармоникам, сливаются друг с другом. В предельном случае сверхсильных магнитных полей (имеющих смысл для астрофизических приложений), магнитотормозное излучение смещается в рентгеновскую часть спектра. На рис.2.57,6 изображен спектр такого излучения от нейтронной звезды Лет-Х. твн неустойчивости Иинуивеит Воарвстммн Порог неустойчивости Частота Неустойчивость Буне- мана и, > оте ыр г .
ыр,. ыррае/ ру'е )/ "Не'"Н1 Ла) Ре/гг'1) Очень низкий, иногда С "т (Щ (~ Не Ионно-звуковая Электростатические моды й >) й Неустойчивости на гармониках циклотронной частоты 1"н сон и /ите 273 18 — 74 2 2.19. Аномальное сопротивление в плазме и образование двойных слоев Среди большого разнообразия неустойчивостей плазмы имеет смысл отдельно выделить те, которые не зависят или почти не зависят от специфики краевой задачи, будь то конкретная геометрия лабораторной плазменной установки, тип равновесной конфигурации плазмы или формы ее течения.
Одним из важнейших классов таких неустойчивостей, безусловно, следует считать неустойчивости плазмы с током, плотность которого превышает определенное критическое значение. Самым распространенным примером является ионно-звуковая неустойчивость (см. Э 1.12). Если причиной, вызывающей неустойчивость, является превышение некоторого критического значения тока, то из обших соображений ясно, что рост такой неустойчивости должен автоматически привести к механизму, ограничивающему рост тока. Иначе говоря, должно появиться дополнительное электрическое сопротивление — так называемое а но м ал ь н ос. Итак, пусть электронная функция распределения имеет некоторую скорость и, относительно ионной функции распределения, Таблица 2.2' Неустойчивости влазмы с электрическим током, относящиеся к вроблеме аномального соиротнвления превышающую критическое значение для возникновения неустойчивости.
Вследствие такой неустойчивости электроны в дополнение к обычной потере импульса из-за парных столкновений теряют еще часть его с излучением колебаний и волн различного типа. Рассмотрим таблицу неустойчивостей такого типа, возникающих при превышении критического значения скорости. В табл. 2.2 перечислены основные неустойчивости, имеющие отношение к проблеме аномального сопротивления в плазме. Простейшая неустойчивость — это неустойчивость Бунемана (см.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
