资源预览内容
第1页 / 共87页
第2页 / 共87页
第3页 / 共87页
第4页 / 共87页
第5页 / 共87页
第6页 / 共87页
第7页 / 共87页
第8页 / 共87页
第9页 / 共87页
第10页 / 共87页
亲,该文档总共87页,到这儿已超出免费预览范围,如果喜欢就下载吧!
资源描述
第4章 磁流体力学n磁流体力学研究导电流体在电磁场中运动 规律的一种宏观理论。n因为等离子体可以看成导电流体,其运动通常 又和电磁场结合在一起,而等离子体的某些现 象或行为只与它的宏观平均性质有关,因此可 以近似地用磁流体力学来描写。n磁流体力学是把流体力学与电动力学结合起来 描述导电流体在电磁场中运动的一种理论,它 的基本方程式包括电动力学方程组和流体力学 方程组。等离子体的流体力学描述 及磁流体力学方程组 n等离子体的流体力学描述,通常是用体系的状 态量:流体元的质量密度 或数密度 速度 能量密度 或温度 等,这些状态量都是时间t 和t时刻流体元空间位置 r的函数。要研究这些状态量的时间演化规律, 需要建立流体力学方程组。n流体力学方程组可以从体系的动理学方程的矩 方程得到;从物理上比较直观的、唯象的方法 导出。现在应用前一种方法推导磁流体力学方 程组。4.1 速度矩及矩方程 1. 速度矩建立宏观与微观的联系n等离子体中包含有一种以上正电荷离子和电子 ,设类粒子的分布函数为 它满足动理学方程右边项简化为 ,表示各类粒子间碰撞引 起的分布函数变化。(1)速度矩定义:设 ,则速度矩定义为其中 为粒子数密度,符号 表示对速度分布求平均。(2)零阶、一阶、二阶和三阶矩(i)零阶矩质量密度或体密度 (ii)一阶矩流体平均速度n定义:表明w是无规热运动速度。(iii)二阶矩2阶张量,9个分量 n式中热压强张量n对角项n非对角项是对称的,只有3个独立分量:n如果体系处于局域热平衡状态,其分布函数为 局域性麦克斯韦分布 n用局域性麦克斯韦分布得的对角项就是热压强。n粒子系的总动能密度 第一项为单位体积流体平均运动动能,第二项 为热运动动能。 n定义:为对称张量,只有6个非对角项,3个分量是 独立的,其意义为粘滞应力张量。(iv)三阶矩有27个分量,但有明确物理意义的只有其中3个 分量: n定义:n各项意义:右为流体宏观流动带走的总动能 ;为流体宏观流动时压强张量做的功率,当 u=0时,这两项都为0;称热流矢量,即使 u=0,也存在,它是由碰撞产生的热量从高温 流体元到低温流体元的流动。 2. 速度矩方程n在动理学方程中的各项乘以 ,并对 积分 ,即可得到一般的速度矩方程。n第三项粒子受的力 n上式分部积分的第一项为0,这是因为边界条件 :n对洛仑兹力项也可用分部积分方法计算,除边 界条件外,还有 n最后的一般速度矩方程: 4.2 等离子体的双流体力学方程 n一般的矩方程中,物理上有意义的只有零阶、 一阶、二阶三种矩,它们是与质量、动量、能 量守恒相联系的。对普通流体,这三种矩方程 可得到流体力学方程组。n对于等离子体,至少含有一种正离子和电子, 如果正离子和电子没有达到平衡,这样离子和 电子作为两种不同粒子,就相应有两种不同的 流体方程,称双体力学方程。 n在计算矩方程碰撞项的贡献时,假定没有粒子 的电离、复合等情况,即都只发生弹性碰撞。 (1)粒子数守恒方程(或连续性方程)令 得n连续性方程 因为只发生弹性碰撞,碰撞过程粒子数守恒,所 以碰撞项 令粒子质量m,则质量密度n质量守恒方程 (2)流体元运动方程令 ,一阶矩方程n注意:流体元以平均速度u 运动所受的洛仑兹 力 n碰撞项 R为摩擦阻力 n最后得流体元的运动方程 n利用粒子数守恒方程,流体元运动方程简化为n左边表示流体元动量变化率,n右边各项意义是流体元所受的力:nF为电磁场力, 是热压力, 是粘滞 力,R为粒子与不同粒子弹性碰撞后,粒子失去 的动量,即流体元受到一个摩擦阻力。注意同 类粒子弹性碰撞动量守恒,所以同类粒子间碰 撞对R无贡献。(3)能量平衡方程令由矩方程得最后两项是弹性碰撞的贡献 nQ是不同类粒子的弹性碰撞引起的能量交换, 因为弹性碰撞动能守恒,同类粒子间的碰撞无 贡献。n总动能守恒方程(能量平衡方程)n右从流体元表面流入的净能流;电场对流 体元做的功率即欧姆加热功率;碰撞摩擦阻 力做的功率;不同类粒子碰撞交换的能量。 n应用粒子数守恒方程、运动方程,能量平衡 方程简化为(热能平衡方程)n右方各项的物理意义:内摩擦(粘滞力)做 的功率;热传导;碰撞引起的热能交换。 如果,u=0则表明流体元的温度变化仅来源于热 传导和碰撞引起的热交换。n上面方程的简化计算并不难,但比较冗长。n令直接进行计算可能更简便些。但在计算中应当注意: n各项计算结果如下:n n第1项=0,因为第2项=0,因为 出现两次:n碰撞项n将以上各项计算结果代入矩方程就可以得到热 能形式的平衡方程 等离子体双流体方程组 n加上角标n受的力场:n其中nE0和B0是外场,E1和B1为等离子体本身的电荷 、电流产生的场,称为波场。波场是与双流体 方程耦合的麦克斯韦方程组确定。n波场满足麦克斯韦方程组:n由动理学方程求速度矩得到的双流体力学方程 组是严格的、精确的,但是它不封闭。在求每 一阶矩方程时,总含有更高一阶矩的分量,所 以无论如何增加矩方程的阶数,方程组都不可 能封闭。n在一定条件下,略去高阶矩,或高阶矩用低阶 矩表示,这样才能获得封闭的矩方程组。 n例如,对于冷等离子体,因热能很小,压强张 量和热流矢量都可以忽略,即 , 这样高阶矩被截断,方程组可以闭合。另一种 情况,碰撞频繁或占优势,流体接近平衡的麦 克斯韦分布, 和 q 都是微小的量,可以用 Chapman-Enskog展开方法截断。方程组就可 封闭 。 封闭的双流体方程组n上面方程组中含有独立未知函数:n、u、 T(=i,e)共10个, 不是独立的,正好 方程数目也10个。 n波场E1、B1的麦克斯韦方程组,再加上电荷连 续性方程,E1与电流密度 j 的欧姆定律,这样 共有E1、B1 、e(电荷密度)、 j(电流密度) 共10个未知函数,而相应的也有确定这些函数 的10个方程。因此双流体方程组及与电磁场的 耦合共有20个方程,确定20个未知函数。n在双流体方程组中,如果只考虑外场作用,而 忽略波场E1、B1,这样就不需要与之耦合的麦 克斯韦方程组,于是就变成输运方程组。n如果忽略碰撞项,同时也不考虑粘滞力,而且 取 Ti=Te=常量,只考虑波场的作用,这样需保 留波场的麦克斯韦方程组,于是就得到描述等 离子体波的双流体方程组。 4.3 磁(单)流体力学方程 n当等离子体中的电子和离子之间有很强的耦合 ,电中性条件上总是满足,而且研究的问题随 时间变化很缓慢,离子、电子的流动速度都小 于离子热运动的速度,这样可以把电子、离子 看成一种流体,即单流体模型,它所满足的运 动方程组称单流体方程,或称磁流体力学方程 。n磁流体力学方程但可以从双流体方程组导得。 n定义单流体的宏观物理量:粒子数密度质量密度 电荷密度 质心速度 热运动速度n注意:热运动速度是以质心运动速度 u作参考 的 n注意:热运动速度是以质心运动速度 u作参考 的n压强张量对角项分量n总压强张量其中 (两种粒子温度相同 )n热流矢量n总热流矢量 n单流体速度矩的表示式 (1)(2) (3)n根据以上定义和速度矩的计算结果,可以应用 双流体方程,对不同种类粒子求和得到单流体 方程。 n为了计算方便,双流体方程组取方程(1)乘上m,并对=i,e两式相加得n单流体的连续性方程 n类似方法,由方程(2)n得n因为总动量守恒n电中性n方程变为n最后得运动方程 由方程(3)求和得单流体能量平衡方程碰撞项(总动能守恒)方程左方第1项为流体元总能量的变化率;第2项 经流体元表面流出去的净能流,它分三个部分: 热传导流出的能量、流出的总能流和压强张量做 的功率,在右方为电场做的功率(欧姆加热)n现在求得的3个单流体方程,仍存在速度矩不封 闭问题。n对于单流体模型,等离子体行为变化更为缓慢 ,其特征时间远大于粒子间平均碰撞时间,因 而碰撞更加充分,使不同成分的流体元都处在 以质心运动速度为u的局部热平衡状态。因此可 以应用局域性平衡的麦克斯韦速度分布零级近似得n如果实际分布函数与平衡态偏离不远,结果仍 近似成立,这样单流体方程组就是封闭的。n能量方程简化,计算是繁琐的,这里省略,其结 果为n两边再乘以 后得单流体能量方程n运动导体的欧姆定律为n再加上电磁场中麦克斯韦方程组,最后得磁(单 )流体力学方程组 磁(单)流体力学方程组 n共有14个方程和需要由方程确定的,u,p,j, E,B等14个未知物理量,所以方程组是闭合的 。n现在对这些基本方程式作一些说明。在运动方程 和能量方程中是运流导数,即跟随流体元运动的时间微分算 符n在麦克斯韦方程组中,因为在磁流体中场的变化 比较缓慢,忽略了位移电流项;如果场的变化较 快,则位移电流项要保留。两个散度方程只作为 初始条件,在这里没有被列入。在有些问题中, 由于正负电荷分离,破坏了电中性,存在空间电 荷密度,则方程应保留 。这样增加了一 个方程,相应地也增加了一个未知量电荷密度。理想磁流体力学方程组 n无粘滞性、绝热、理想导体( )4.4 磁压强与磁应力n单位体积导电流体所受的磁力其中称麦克斯韦应力张量(磁场部分)。在等离子体物理中称磁应力张量n磁力的一种新解释。取一体积V n磁力的一种新解释。取一体积Vn式中代表法向矢量为n的单位面元上的应力,称磁 应力,其中第1项表示沿磁力线方向、大小B2/0 为的张力,第2项是大小为B2/20 、方向与n相反 的各向同性的磁压强,因此流体所受的磁力等 效于各向同性的磁压强(B2/20)和沿磁力线方 向张力(B2/0)之和。n磁力线好像拉紧的橡皮筋,沿力线方向是张力 ,磁场增强张力也增大。如果磁力线是弯曲的 ,这个张力就可产生一指向磁力线曲率中心的 恢复力。n在运动方程中考虑动力压强作用,流体总的受 力n新定义的 为流体所受的总的应力张量。n如果B沿z轴方向,则总应力张量可以表示为n磁流体所受的总应力为各向同性的总压强p*和 沿磁力线方向的张力 n流体热压强与磁压强之比是磁流体力学一个重 要无量纲参量,称值n值反映了磁约束的性能,值越高,实现约束的代价就越低,同时值也反映等离子体物理状况。 4.5 磁场的冻结与扩散 n导电流体与磁场相互作用的重要性质磁场 的冻结与扩散效应。由麦克斯韦方程组欧姆定律消去 j ,得n两边求旋度,并假设 为常数,得称感应方程 量纲与流体力学中的粘滞系数相同,所以称 为磁粘滞系数。 n下面分两种极端情况,分别讨论感应方程右方 两项的物理意义。 1. 磁场的冻结 n假设等离子体是理想导体,则感应方程变为称为冻结方程。因为由这个方程可以证明如下 两条定理:n定理1 通过和理想导电流体一起运动的任何封 闭回路所围曲面的磁通量是不变的。n定理2 在理想导电流体中,起始位于一根磁力 线上的流体元,以后也一直处在这根磁力线上 。 n定理1 证明:任意取一与流体一起运动的回路 C,回路上的线元dl与流体一起运动时,单位时 间切割磁力线引起的磁通变化为随流体一起运动时,闭合回路C所围面积的磁通量变化率n得证(等于零是利用了冻结方程 )n定理1表明:不管外界磁场如何变化,随着理想 导电流体一起运动的任何闭合回路所围的磁力 线数目是不变的。n定理2 证明:由冻结方程n应用连续性方程和得改写为上式结果的意义,实际上是证明了定理2。下面进行说明: 设在一根磁力线上取一流体物质线元 ,线元一
网站客服QQ:2055934822
金锄头文库版权所有
经营许可证:蜀ICP备13022795号 | 川公网安备 51140202000112号