Основы физики плазмы - Кролл Н.
Скачать (прямая ссылка):
15.3. Эксперимент по сжатию плазмы в стабилизированном поле с минимумом В: исследования на установке 2Х
На фиг. 106 приведена фотография установки, называемой 2Х, для многоступенчатого сжатия плазмы магнитным полем пробкотрона с квадрупольшж
Фиг. 106. Установка 2Х в Ливерморской лаборатории Лоуренса.
На фотографии, сделанной с торца установки, видны инжектор ¦ часть катушек, создающих пробко*
тронное поле.
УСТОЙЧИВОСТЬ ПЛАЗМЫ; ГИДРОДИНАМИЧЕСКОЕ РАССМОТРЕНИЕ 221
Фиг. 107. Возможная конструкция пробкотронного термоядерного реактора с предполагаемой номинальной выходной мощностью около 1000 МВт.
Катушка создает магнитное поле с минимумом В.
стабилизацией, на которой Коэнсген с сотрудниками изучали в Ливерморской лаборатории Лоуренса удержание и устойчивость плазмы с горячими ионами [16].
Плазма, создаваемая пушкой Бостика (фиг. 13), инжектируется вдоль оси в поле пробкотрона, где некоторая часть плазмы захватывается и сжимается адиабатически до более высокой температуры и плотности по мере увеличения магнитного поля. Когда магнитное поле достигает своего максимального значения (через 160 мкс), катушки замыкаются накоротко (производится так называемый «кроубар») и магнитное поле затухает экспоненциально с постоянной времени 5 мс.
В экспериментах на установке 2Х плазма длиной 160 см и диаметром 6 см достигала пиковой плотности порядка 5 -IO13 см"3 при средней ионной температуре 8 кэВ и электронной температуре 200 эВ в конфигурации магнитного поля (13,5 кГс) с минимумом J?. После достижения максимального сжатия время затухания магнитного поля настолько велико по сравнению с характерными временами плазменных процессов, что поле можно считать постоянным. Плотность плазмы спадает в течение этого времени і за счет кулоновских столкновений, приводящих частицы в конус потерь, или вследствие «аномальных» потерь, обусловленных турбулентностью или развитием неустойчивости.
Вычисление скорости ухода плазмы вследствие кулоновских столкновений на основании уравнения Фоккера — Планка (§ 4 и 5 гл. 6), учитывающее начальную температуру электронов, потенциал плазмы, плотность ионов, плотность нейтралов, распределение ионов по энергиям и углам, приводит к значениям характерного времени удержания плазмы [т = п (dn/dt)~l], расположенным в интервале 390—700 мкс для плазмы с плотностью 2,3-IO13 см"3. Максимальное время удержания плазмы 350 мкс, которое было зарегистрировано при этой плотности, примерно в два раза меньше предсказанного значения для потерь вследствие кулоновских столкновений и устанавливает верхний предел для скорости ухода плазмы благодаря аномальным потерям, а именно dnldt = 6,6 *1016 ионов/см3-с. На фиг. 107 изображен пробкотронный термоядерный реактор с номинальной выходной мощностью 1000 МВт.
222
ГЛАВА 5
Ток, создающий магнитное поле
Градиентный дрешр
VB
Фиг. 108. Схематическое представление тороидального магнитного поля.
§ 16. ЭКСПЕРИМЕНТЫ ПО УДЕРЖАНИЮ ПЛАЗМЫ В ЗАМКНУТЫХ КОНФИГУРАЦИЯХ
16.1. Тороидальные магнитные поля
Пробкотрон с открытой конфигурацией поля обладает тем свойством* что концы силовых линий в нем не замкнуты и частицы, которые вследствие столкновений попадают в конус потерь, выходят из магнитной ловушки. Один из путей решения этой проблемы состоит в том, чтобы замкнуть силовые линии магнитного поля сами на себя в предположении, что заряженные частицы будут многократно проходить по одной и той же траектории. Конфигурацию магнитного поля с замкнутыми силовыми линиями можно создать, например, с помощью тороидальной катушки с током, как показано на фиг. 108. Хотя силовые линии магнитного поля действительно оказываются замкнутыми, данная конфигурация поля не приводит к захвату отдельных заряженных частиц. Ферми одним из первых (около 1946 г.) понял эту принципиальную слабость при использовании тороидального поля в качестве ловушки для заряженных частиц. Уход заряженных частиц из такого простого тороидального магнитного поля объясняется тем, что магнитное поле у внешней стороны тора слабее, < чем у внутренней его стороны. Градиент магнитного поля вызывает дрейф частиц поперек поля и их уход. Скорость градиентного дрейфа (см. приложение I) дается выражением
Лг ц Bx VZ?
Y^ = J-g2-C,
где \х = mv\/2B — магнитный момент заряженной частицы.
Скорость градиентного дрейфа дейтрона с энергией около 10 кэВ в тороидальном магнитном поле 50 кГс с большим радиусом, равным 100 см* составляет примерно IO7 см/с. При значении малого радиуса 10 см время удержания в тороидальном магните т =10 см/(107 см/с) = 10“6 с. При типичных плотностях плазмы в тороидальных системах (редко выше п = = IOi4 см”3) произведение тж IO8, что много меньше лоусонова значения* Теперь посмотрим, что произойдет, если в простое тороидальное магнитное поле поместить плазму. Может ли плазма оставаться в ловушке* несмотря на то что из нее могут уходить отдельные частицы? Ответ: нетг не может. Чтобы понять, как разрушается плазменное равновесие в простом тороидальном магнитном поле, заметим, что градиентный дрейф приводит к движению положительных частиц вверх, а отрицательных частиц вниз, создавая, таким образом, связанное с разделением зарядов электрическое поле, как показано на фиг. 109. Возникающий при этом электрический дрейф (сЕ х В/В2) не зависит от знака заряда и направлен от главной оси тора как для положительных, так и для отрицательных частиц. Таким образом, плазма дрейфует к внешней стенке снова, как было показано выше,
