Пространственный масштаб моды
k
?
определяется компонентой
волнового вектора
k
y
и размером моды в радиальном направлении
δ
?
:
k
2
?
=
k
2
y
+
δ
−
2
?
,
(2)
где
y
— направление, перпендикулярное силовой линии магнитного
поля и градиенту концентрации. Для дрейфовых мод продольная по
отношению к магнитному полю компонента волнового вектора обыч-
но считается малой (
k
||
k
?
)
. В токамаке направление
y
практически
соответствует полоидальному направлению. Под радиальным напра-
влением
r
подразумевается направление против градиентов концен-
трации и температуры (малый радиус в токамаке).
При отсутствии сдвиговых течений в качестве эффективного ин-
кремента используется характерное значение линейного инкремента
γ
. Коэффициент диффузии в этом случае можно принять равным [12]
D
?
0
≈
(
k
−
2
?
γ
)
max
,
(3)
где
(
k
−
2
?
γ
)
max
— максимальное значение параметра
k
−
2
?
γ
.
В экспериментах (на тороидальных системах) эффективное пода-
вление дрейфовой турбулентности происходит при условии [4, 5]
γ
E
=
r
q
(
r
)
∂
∂r
q
(
r
)E
r
×
B
rB
2
&
γ,
(4)
где
γ
E
— параметр, характеризующий шир скорости полоидального
E
r
×
B
-вращения;
q
(
r
)
— запас устойчивости,
E
r
— напряженность
радиального статического электрического поля,
B
— индукция маг-
нитного поля.
Дрейфовые неустойчивости могут подавляться как стационарными
сдвиговыми течениями [3], так и зональными течениями — нестаци-
онарными полоидальными течениями, которые могут генерировать-
ся дрейфовой турбулентностью [13]. Уменьшение пространственного
масштаба турбулентности обычно рассматривается на примере дефор-
мации элемента среды, ограниченного в начальный момент окружно-
стью диаметра
k
−
1
?
[3, 13]. С течением времени граница растягивается
в направлении сдвигового течения и сжимается в направлении, пер-
пендикулярном магнитному полю [3, 13]. Эти рассуждения позволяют
учесть влияние сдвигового
E
r
×
B
-течения следующим образом [3]:
D
?
=
k
−
2
?
τ
−
1
c
(1 +
γ
2
s
τ
2
c
)
−
1
,
(5)
где
γ
s
=
rd
(
E
r
B
−
1
r
−
1
)
/dr
— параметр шира (в цилиндрической гео-
метрии);
τ
−
1
c
=
γ
— обратное время корреляции. Нетрудно убедиться,
что
γ
s
≈
γ
E
.
При рассмотрении бесстолкновительной диффузии в турбулентной
плазме на основе анализа рассеяния пробной частицы на флуктуа-
циях электромагнитного (или электростатического) поля насыщение
4
ISSN 1812-3368. Вестник МГТУ им. Н.Э. Баумана. Сер. “Естественные науки”. 2008. № 3
