WikiDer > Уравнение Грэда – Шафранова.

В Уравнение Грэда – Шафранова. (Х. Град и Х. Рубин (1958); Виталий Дмитриевич Шафранов (1966)) представляет собой уравнение равновесия в идеальном магнитогидродинамика (МГД) для двумерной плазма, например осесимметричная тороидальная плазма в токамак. Это уравнение принимает тот же вид, что и Уравнение Хикса из гидродинамики.^[1] Это уравнение представляет собой двумерный, нелинейный, эллиптическое уравнение в частных производных получается при сведении идеальных уравнений МГД к двум измерениям, часто для случая тороидальный осесимметрия (случай актуален в токамаке). Принимая ${ Displaystyle (г, тета, г)}$ в качестве цилиндрических координат функция потока ${ displaystyle psi}$ регулируется уравнением,

${ displaystyle { frac { partial ^ {2} psi} { partial r ^ {2}}} - { frac {1} {r}} { frac { partial psi} { partial r }} + { frac { partial ^ {2} psi} { partial z ^ {2}}} = - mu _ {0} r ^ {2} { frac {dp} {d psi} } - { frac {1} {2}} { frac {dF ^ {2}} {d psi}},}$

куда ${ displaystyle mu _ {0}}$ это магнитная проницаемость, ${ displaystyle p ( psi)}$ это давление, ${ Displaystyle F ( psi) = rB _ { phi}}$ а магнитное поле и ток соответственно определяются выражениями

${ displaystyle { begin {align} { vec {B}} & = { frac {1} {r}} nabla psi times { hat {e}} _ { theta} + { frac {F} {r}} { hat {e}} _ { theta}, mu _ {0} { vec {J}} & = { frac {1} {r}} { frac {dF} {d psi}} nabla psi times { hat {e}} _ { theta} - left [{ frac { partial} { partial r}} left ({ frac {1} {r}} { frac { partial psi} { partial r}} right) + { frac {1} {r}} { frac { partial ^ {2} psi} { partial z ^ {2}}} right] { hat {e}} _ { theta}. end {выравнивается}}}$

Природа равновесия, будь то токамак, пинч с обращенным полем и т. д. в значительной степени определяется выбором двух функций ${ Displaystyle F ( psi)}$ и ${ displaystyle p ( psi)}$ а также граничные условия.

Вывод (в координатах плиты)

Далее предполагается, что система двумерна с ${ displaystyle z}$ как инвариантная ось, т.е. ${ displaystyle { frac { partial} { partial z}} = 0}$ для всех количеств. Тогда магнитное поле можно записать в декартовых координатах как

${ displaystyle mathbf {B} = left ({ frac { partial A} { partial y}}, - { frac { partial A} { partial x}}, B_ {z} (x, y) right),}$

или более компактно,

${ displaystyle mathbf {B} = nabla A times { hat { mathbf {z}}} + B_ {z} { hat { mathbf {z}}},}$

куда ${ Displaystyle А (х, у) { шляпа { mathbf {z}}}}$ это векторный потенциал для плоского (x и y компоненты) магнитного поля. Обратите внимание, что на основе этой формы для B мы видим, что А постоянно вдоль любой данной силовой линии магнитного поля, так как ${ displaystyle nabla A}$ везде перпендикулярно B. (Также обратите внимание, что -A - это функция потока ${ displaystyle psi}$ упомянутый выше.)

Двумерные стационарные магнитные структуры описываются балансом сил давления и магнитных сил, то есть:

${ Displaystyle набла п = mathbf {j} раз mathbf {B},}$

куда п - давление плазмы и j это электрический ток. Известно, что п является константой вдоль любой линии поля (опять же, поскольку ${ displaystyle nabla p}$ везде перпендикулярно B). Кроме того, двумерное предположение (${ displaystyle { frac { partial} { partial z}} = 0}$) означает, что z-компонента левой части должна быть равна нулю, поэтому z-компонента магнитной силы в правой части также должна быть равна нулю. Это означает, что ${ Displaystyle mathbf {j} _ { perp} times mathbf {B} _ { perp} = 0}$, т.е. ${ displaystyle mathbf {j} _ { perp}}$ параллельно ${ displaystyle mathbf {B} _ { perp}}$.

Правую часть предыдущего уравнения можно разделить на две части:

${ displaystyle mathbf {j} times mathbf {B} = j_ {z} ({ hat { mathbf {z}}} times mathbf {B _ { perp}}) + mathbf {j_ { perp}} times { hat { mathbf {z}}} B_ {z},}$

где ${ displaystyle perp}$ нижним индексом обозначена составляющая в плоскости, перпендикулярной плоскости ${ displaystyle z}$-ось. В ${ displaystyle z}$ составляющая тока в приведенном выше уравнении может быть записана в терминах одномерного векторного потенциала как${ displaystyle j_ {z} = - { frac {1} { mu _ {0}}} nabla ^ {2} A.}$.

Поле в плоскости равно

${ displaystyle mathbf {B} _ { perp} = nabla A times { hat { mathbf {z}}}}$,

и используя уравнение Максвелла – Ампера, ток в плоскости определяется выражением

${ displaystyle mathbf {j} _ { perp} = { frac {1} { mu _ {0}}} nabla B_ {z} times { hat { mathbf {z}}}}$.

Чтобы этот вектор был параллелен ${ displaystyle mathbf {B} _ { perp}}$ при необходимости вектор ${ displaystyle nabla B_ {z}}$ должен быть перпендикулярен ${ displaystyle mathbf {B} _ { perp}}$, и ${ displaystyle B_ {z}}$ должен поэтому, как ${ displaystyle p}$, быть инвариантом линии поля.

Перестановка перекрестных произведений выше приводит к

${ displaystyle { hat { mathbf {z}}} times mathbf {B} _ { perp} = nabla A - ( mathbf { hat {z}} cdot nabla A) mathbf { hat {z}} = nabla A}$,

и

${ displaystyle mathbf {j} _ { perp} times B_ {z} mathbf { hat {z}} = { frac {B_ {z}} { mu _ {0}}} ( mathbf { hat {z}} cdot nabla B_ {z}) mathbf { hat {z}} - { frac {1} { mu _ {0}}} B_ {z} nabla B_ {z } = - { frac {1} { mu _ {0}}} B_ {z} nabla B_ {z}.}$

Эти результаты можно подставить в выражение для ${ displaystyle nabla p}$ чтобы дать:

${ displaystyle nabla p = - left [{ frac {1} { mu _ {0}}} nabla ^ {2} A right] nabla A - { frac {1} { mu _ {0}}} B_ {z} nabla B_ {z}.}$

С ${ displaystyle p}$ и ${ displaystyle B_ {z}}$ являются константами вдоль силовой линии, а функции только ${ displaystyle A}$, следовательно ${ displaystyle nabla p = { frac {dp} {dA}} nabla A}$ и ${ displaystyle nabla B_ {z} = { frac {dB_ {z}} {dA}} nabla A}$. Таким образом, за вычетом ${ displaystyle nabla A}$ и перестановка условий дает Уравнение Грэда – Шафранова.:

${ displaystyle nabla ^ {2} A = - mu _ {0} { frac {d} {dA}} left (p + { frac {B_ {z} ^ {2}} {2 mu _ {0}}} right).}$

Рекомендации

• Град, Х., Рубин, Х. (1958) Гидромагнитные равновесия и бессиловые поля. Материалы 2-й конф. о мирном использовании атомной энергии, Vol. 31, Женева: МАГАТЭ, стр. 190.
• Шафранов, В. (1966) Плазменное равновесие в магнитном поле, Обзоры физики плазмы, Vol. 2, Нью-Йорк: Бюро консультантов, стр. 103.
• Вудс, Лесли С. (2004) Физика плазмы, Weinheim: WILEY-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, глава 2.5.4
• Хаверкорт, Дж. (2009) Осесимметричные идеальные МГД-равновесия токамака. Заметки об уравнении Грэда – Шафранова, отдельных аспектах уравнения и его аналитических решениях.
• Хаверкорт, Дж. (2009) Осесимметричные идеальные МГД-равновесия с тороидальным потоком. Включение тороидального потока, связь с кинетической и двухжидкостной моделями и обсуждение конкретных аналитических решений.