WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. 11 01;04;10 Многопотоковая неустойчивость в обобщенной модели Доусона © А.Е. Дубинов, Б.Г. Репин Российский федеральный ядерный центр — Всероссийский научно-исследовательский институт экспериментальной физики, 607190 Саров, Нижегородская область, Россия e-mail: dubinov@rol.ru (Поступило в Редакцию 21 апреля 2005 г.) Построены обобщения модели многих пучков Доусона, которые позволяют достаточно просто анализировать устойчивость системы пучков неравной плотности в плазме. Эти модели могут служить также основной для рассмотрения устойчивости электронной компоненты плазмы с заданным законом ее распределения по скоростям.

PACS: 52.30.Ex В качестве простейшей модели плазмы, которая со- пересекает ветви графика, и корни уравнения (3) дейдержит электроны с широким разбросом по скоростям, ствительны. Но для длинноволновых возмущений при Дж. Доусон предложил в [1] систему, представляющую k

скорости образуют дискретный набор из последовательности { j v}+, где j = 0, ±1, ±2, ±3,... и v — расстояние между соседними пучками по оси скоростей.

Начальное распределение по скоростями системы пучков представлено на рис. 1, a (здесь и далее v = 1).

В своем анализе этой системы Дж. Доусон исходил из следующего дисперсионного соотношения:

+ 2 p 1 =, (1) ( - jk v)2 j=где и k — частота волны и ее волновое число, p — плазменная частота каждого из пучков. Оказалось, что выбор такого начального распределения пучков по скоростям очень удобен для анализа, так как ряд в (1) суммируется, приводя дисперсионное соотношение к следующему виду:

+ 2 p p 1 = = 1 + ctg2. (2) ( - jk v)2 k v k v j=Как было продемонстрировано в [2,4], уравнения типа (1) и (2) удобно также представить в виде, разрешенным относительно k2 и выраженным не через частоту, а через фазовую скорость волны v = /k:

ph + p k2 = (v - j v)ph j=p v = 1 + ctg2 ph = F(v ). (3) ph v v График функции F(v ) для (3) при p0 = 1 поph Рис. 1. Графики начального распределения пучков по скоказан на рис. 1, b. Для коротковолновых возмущений ростям (a) и функции k2 = F(v ) (b) для модели Доусона ph при k >p/ v горизонталь k2 = const многократно многих пучков одинаковой плотности.

48 А.Е. Дубинов, Б.Г. Репин случай пучков неравной плотности. Мы рассмотрим начальные распределения пучков по скоростям такие, что их суммарная плотность конечна и, следовательно, f (v) 0 при v ±.

Рис. 2. Дисперсионная кривая (k) для модели Доусона многих пучков одинаковой плотности.

Рис. 3. Зависимость инкремета от волнового числа Im (k) для модели Доусона многих пучков одинаковой плотности.

Уравнение (2) можно также решить относительно частоты k v = jk v = arctg (4) ( k v/p)2 - и построить дисперсионную кривую (рис. 2). Видно, что она имеет множество ветвей, соответствующих рис. 1, b и прижимающихся к полосе |k|

Можно также построить график зависимость инкремента от волнового числа возмущения Im (k), решив уравнение (3) для k

Однако модель Доусона не лишена некоторых недостатков. Главная из них — расходимость общего числа электронов как суммы бесконечного числа одинаковых слагаемых и, следовательно, необходимость бесконечной ионной концентрации для обеспечения квазинейтральности + 2 =. (5) p j=Другой недостаток — достаточно искусственная начальная функция распределения, далекая от реальности:

в условиях физических экспериментов функция распределения f (v) 0 при v ±, в то время как в модели Доусона это не выполняется.

Рис. 4. Графики начального одногорбого распределения пучС целью устранения указанных недостатков в данной ков по скоростям (a) и функции k2 = F(v ) (b) для обобщенph работе была построена обобщенная модель Доусона на ной модели многих пучков неравной плотности.

Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. Многопотоковая неустойчивость в обобщенной модели Доусона Пусть начальное распределение имеет вид рис. 4, a, где огибающая плотности пучков представляет собой функцию pf (v) =, (6) 1 + 2vгде — постояная, которая имеет размерность, обратную скорости, и характеризует ширину горба начальной функции распределения пучков по скоростям: чем больше, тем более узок горб функции распределения.

Легко видеть, что сумма, соответствующая суммарной плотности пучков и плотности фона, конечна + 2 p0 p= cth. (7) 1 +( j v)2 v v j=Рис. 6. Зависимость инкремета от волнового числа Im (k) Оказывается, что для такого распределения дисперсидля одногорбого распределения в обобщенной модели многих онное уравнение (опять же в виде k2 = F(v )) также ph пучков неравной плотности.

суммируется + pk2 = мод, ветви которых находятся вблизи горба функции (v - j v)2 1 +( j v)ph j=распределения, при k

На рис. 5 представлена дисперсионная кривая (k) 2 v(2v2 - 1) sin2 vph coth + p0 ph v v модели (7). Видно, что и она имеет множество ветвей, 2vph + (2v2 + 1) +2v v sin ph ph v соответствующих рис. 4, b. Ветви сгущаются при при=. (8) ph v2(2v2 + 1)2 sin2 v ближении к вертикальной оси, область сгущения ветвей ph v отмечена на рис. 5 серым цветом. К началу координат График этой громоздкой функции при p0 = 1 и = примыкает область, свободная от ветвей, которая соотприведен на рис. 4, b. Характер его переcечения с гориветствует неустойчивым модам (область под горбом на зонталью k2 = const теперь иной, нежели у графика на рис. 4, b).

рис. 1, b, при любом k горизонталь пересекает боковые Так как кривая на рис. 4, b симметрична относиветви графика. Это означает, что при любой длине волны тельно вертикалной оси в силу четности функции имеются устойчивые моды, и лишь конечное число k2 = F(v ) (8), то корни уравнения k2 = F(v ) =const ph ph становятся двукратно вырожденными: при v > 0 и ph v < 0. Поэтому если кривая инкремента Im (k) в моph дели Доусона имеет бесконечное число совпадающих ветвей (бесконечно кратное вырождение), то кривая инкремента в обобщенной модели имеет бесконечное число двойных ветвей (двукратное вырождение), сгущающихся к началу координат. Двукратное вырождение на рис. 6 условно обозначено пунктирными линиями (в отличие от рис. 3), а область сгущения инкрементов неустойчивых мод — серым цветом.

Рассмотренное обобщение модели многих пучков не единственно. Аддитивный характер дисперсионного уравнения позволяет конструировать более сложные начальные распределения пучков по скоростям, которые можно проанализировать по аналогичной методике.

Кратко рассмотрим в качестве примера начальное распределение в виде двух горбов (рис. 7, a), являющееся моделью двух встречных теплых электронных пучков в плазме со средними скоростями ±v0. Переходом в другую систему отсчета, движущуюся относительно исходной с определенной скоростью, можно свести Рис. 5. Дисперсионная кривая (k) для одногорбого расзадачу к модели классической неустойчивости теплого пределения в обобщенной модели многих пучков неравной электронного пучка в теплой плазме.

плотности.

4 Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. 50 А.Е. Дубинов, Б.Г. Репин Тогда дисперсионное уравнение системы можно записать в виде + pk2 = (v - j v)2[1 +( j v - v0)2] ph j=+ p+. (9) (v - j v)2[1 +( j v + v0)2] ph j=Оба ряда в правой части (9) суммируются, их суммы выражаются в виде, аналогичном (8), но в силу громоздкости выписывать их не будем. График (9) при p0 = 1, = 1 и v0 = 4 показан на рис. 7, b.

На рис. 8 приведен график дисперсионной кривой (k). Во многом он сходен с графиками рис. 2 и 5, но область неустойчивости на нем имеет особую форму, связанную с двугорбой функцией распределения пучков по скоростям.

На рис. 9 представлена зависимость инкремента от волнового числа Im (k). Особенностью данного графиРис. 8. Дисперсионная кривая (k) для двугорбого раска является то, что различные ветви имеют различные пределения в обобщенной модели многих пучков неравной степени вырождения: двукратные (пунктир) и четырехплотности.

кратные (сплошная линия). Области сгущения ветвей на рис. 8 и 9 закрашены серым цветом.

Рис. 9. Зависимость инкремета от волнового числа Im (k) для двугорбого распределения в обобщенной модели многих пучков неравной плотности.

Таким образом, построенные обобщения модели многих пучков Доусона позволяют достаточно просто анализировать на устойчивость систему пучков неравной плотности в плазме, что важно для экспериментов [5] и теории [6]. Эти же модели могут служить основой для рассмотрения устойчивости электронной компоненты плазмы с заданным законом ее распределения по скоростям.

Рис. 7. Графики начального двугорбого распределения пучков Авторы благодарны проф. А.А. Рухадзе за консульпо скоростям (a) и функции k2 = F(v ) (b) для обобщенной ph модели многих пучков неравной плотности. тации.

Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. Многопотоковая неустойчивость в обобщенной модели Доусона Список литературы [1] Dawson J.M. // Phys. Rev. 1960. Vol. 118. N 2. P. 381–389.

[2] Стикс Т. Теория плазменных волн. М.: Атомиздат, 1965.

344 с.

[3] Смирнов В.М. // Физика плазмы. 1969. Вып. 2. С. 79–86.

[4] Дубинов А.Е. // ЖТФ. 2001. Т. 71. Вып. 5. С. 15–19.

[5] Федорченко В.Д., Мазалов Ю.П., Бакай А.С., Руткевич Б.Н. // ЖЭТФ. 1973. Т. 65. № 6 (12). С. 2225–2235.

[6] Бриггс Р. Достижения физики плазмы / Пер. с англ. под ред. М.С. Рабиновича. М.: Мир, 1974. С. 132–170.

4 Журнал технической физики, 2006, том 76, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.