13 / 20
М.Б. Гавриков, А.А. Таюрский
52
ISSN 1812-3368. Вестник МГТУ им. Н.Э. Баумана. Сер. Естественные науки. 2017. № 2
ния альфвеновской волны обусловлена наличием тормозного излучения и сле-
дует из закона сохранения полной энергии плазмы.
Во-вторых, параметры поглощаемой альфвеновской волны с течением време-
ни выходят на установившийся квазистационарный режим, что означает стабили-
зацию со временем профилей температуры
T
электронов и ионов, а также ампли-
туд электромагнитного поля и поперечной скорости. Временная стабилизация
температуры
T
показана на рис. 1, а электромагнитного поля и поперечной ско-
рости — на рис. 2. В частности, нагрев плазмы происходит на глубину примерно
в 4 раза большую, чем глубина проникания электромагнитного поля и поперечной
скорости, что объясняется высокой теплопроводностью электронов и ионов. Пер-
воначальный нагрев электронов обусловлен джоулевой теплотой
2
~
j
и проис-
ходит, как следует из диаграммы для скорости
j
(рис. 2,
в
,
г
), вблизи левой границы
плазмы
0.
x
Выделившаяся в электронах джоулева теплота проникает вследствие
теплопроводности вглубь диссипативной плазмы и частично отдается ионам в ре-
зультате релаксации температуры. В рассматриваемых случаях полагают
0.
Вклад в температуру ионов работы вязких напряжений тоже локализован у левой
границы
плазмы
0.
x
Наличие
квазистационарного
режима
объясняется суще-
Рис. 1.
Распределение температуры электронов (
а
,
б
) и распределение температуры
ионов (
в
,
г
) в различные моменты времени для амплитуд
0
0,1
U
(
а
,
в
) и
0
1
U
(
б
,
г
):
1 — t
= 0,2;
2
—
t
= 0,4;
3
—
t
= 1,0;
4
—
t
= 30;
5 — t
= 1,4;
6
—
t
= 270;
7
—
t
= 1,5;
8 — t
= 3;
9
—
t
= 7,5;
10
—
t
= 30;
11
—
t
=3;
12
—
t
= 30;
13
—
t
= 82,5;
14
—
t
= 270