Энергии плотность плазмы

Данная глава посвящена вопросам измерения параметров, характеризующих некоторые менее очевидные свойства лазерных резонаторов и активных сред, применяемых в квантовой электронике, от которых зависят рабочие характеристики лазеров. Здесь излагается ряд способов измерения усиления за один проход. В одном из параграфов главы даются дополнительные сведения о тех методах измерения усиления, о которых говорится в гл. 7, 3 и 4. Рассматриваются методы согласования мод, а в параграфе, посвященном измерениям времени жизни, указываются некоторые способы определения подобных характеристик в газах, жидкостях и твердых телах. Излагаются также методы измерения энергии электронов и плотности энергии в плазме газовых лазеров. Рассматриваются способы измерения прозрачности зеркал в предельном случае большой отражательной способности, а также экспериментальные методы определения значений коэффициента отражения, при которых выходная мощность лазера максимальна. Дается также способ определения степени инверсной заселенности в лазерах с модулированной добротностью. В заключительной части рассматриваются потери в резонаторах и методы их определения. Глава начинается с обзора соответствующих параметров лазера. [c.225]

Уравнения (3.1.17) содержат два параметра параметр Л = фо/ту определяющий интенсивность взаимодействия по сравнению со средней кинетической энергией частиц, и безразмерную плотность п = пгц. Эти параметры позволяют выделить два характерных случая, для которых можно использовать теорию возмущений. В первом случае Л С 1, п = 1, что соответствует системе со слабым взаимодействием, во втором Л = 1, п 1, что соответствует газу малой плотности. Плазма требует специального рассмотрения, так как кулоновское взаимодействие имеет бесконечный радиус действия, в связи с чем необходимо учитывать эффекты экранирования. Кинетические свойства плазмы мы обсудим в параграфе 3.4. [c.168]

Измеренная зависимость внутренней энергии ксеноновой плазмы, приходящейся на одну тяжелую частицу, от температуры плаз.мы представлена на рис. 2.5. При низких температурах (Г<9 ООО К) внутренняя энергия w постоянна и равна / кТ. С ростом температуры внутренняя энергия плазмы нелинейно возрастает. При высоких температурах наблюдается слабая зависимость внутренней энергии от начальной плотности газа Рд — она уменьшается с [c.65]

Характерные значения длин волн и энергий квантов мощных лазеров (неодимового и на углекислом газе) и их гармоник, а также соответствующие значения критической плотности плазмы [c.82]

Быстрое сжатие плазмы дает возможность эффективно ввести в нее энергию большой плотности. Практически такой способ ввода энергии в плазму можно осуществить в установках, использующих пинч-эффект >. жатие плазменного столба внешним продольным магнитным полем обеспечивает рекордно высокую концентрацию свободных электронов (выше 1С) см ) Условия сжатия плазмы позволяют в принципе реализовать рекомбинационный ре- [c.83]

В таком виде оно имеет простой физический смысл плотность энергии волнового поля должна быть много меньше плотности кинетической энергии электронов плазмы. [c.244]

В соответствии с общей схемой ИТС, DT-топливо помещается в сферическую капсулу, в которой оно подвергается сжатию до колоссальных плотностей (300-1000) г-см за счет импульса давления, обеспечиваемого внешним источником энергии — драйвером. В момент наибольшего сжатия достигаются необходимые условия по плотности и температуре вещества и происходит зажигание топлива, т.е. начинает идти ядерная реакция синтеза D+T с выделением энергии в виде нейтронов и а-частиц. Нейтроны покидают зону реакции, а а-частицы тормозятся и отдают свою энергию топливу, содействуя развитию самоподдерживающегося процесса горения. Для этого необходимо, чтобы оптическая толщина сжатого топлива pR R — радиус сжатого топлива) превосходила универсальное значение, рЯ 0,5 г-см , определяемое пробегом а-частиц с энергией 3,5 МэВ, темпом лучистых потерь энергии из DT-плазмы и критерием инерциального удержания. В этих условиях заряженные продукты реакции синтеза — а-частицы, передают значительную часть своей энергии плотной плазме и процесс горения происходит при температурах 30-100 кэВ, соответствующих максимальным значениям скорости DT-реакции. Прежде чем реагирующее топливо разлетится под действием сил гидродинамического давления за время 10" с, должно прореагировать 30% массы DT. Таким образом, требование сильного сжатия термоядерного топлива обусловлено необходимостью получения значительного коэффициента выгорания и большого коэффициента термоядерного усиления энергии G (см. гл. 3.) при относительно малой (не более нескольких миллиграмм) массе DT-топлива. Проблема равномерности сжатия топлива в ИТС является ключевой. В настоящее время установлены весьма жесткие требования к симметрии обжатия топливной капсулы — допускается неравномерность в пределах 1% [1]. Такая задача решается двумя способами [c.17]

Следовательно, удельная внутренняя энергия и энтальпия плазмы с бесконечной электропроводностью при наличии магнитного поля зависят от плотности плазмы. Эта зависимость отсутствует в идеальных газах и в идеальной незамагниченной плазме. [c.406]

Реакция возникает в результате быстрого сжатия посторонним источником энергии фиксированного количества плазмы, находящейся в рабочей камере реактора. Происходящее в процессе сжатия повышение плотности плазмы и ее температуры при достижении критических параметров, определяемых критерием Лоусона, приводит к термоядерному взрыву малой мощности, в результате которого выделяется энергия, используемая в энергетической установке. После удаления из камеры продуктов реакции и заполнения ее новым зарядом плазмы цикл повторяется. Для сжатия плазмы могут использоваться магнитные поля, оптические генераторы (лазеры), релятивистские пучки электронных лучей, движущихся с околосветовыми скоростями. [c.258]

В процессе образования особенности формируется аксиально-сим.мотрк шая блинообразная каверна — область пониженной плотности плазмы, в к-рой заперто осциллирующее электрич. поле, имеющее максимум в центре. Йитеграл в процессе эволюции каверны сохраняется. Когда размер каверны уменьшается до неск. гд, энергия ленгмюровских волн передаётся наиб, быстрым частицам плазмы. [c.314]

КОНТРАКЦИЯ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА (сжатие газового разряда) — резкое, скачкообразное уменьшение поперечного размера области, заполненной разрядны. 1 током, возникающее при превышении нек-рого кри-тич. значения давления газа или разрядного тока. При К. г. р. в неск. раз возрастает объёмная плотность энергии в плазме столба и поэтому резко увеличивается обшая яркость свечения и изменяется его спектральный состав. Это явление, характерное для всех типов газового разряда, ограничивает возможность практич. использования газоразрядных устройств областью относительно малых давлений и разрядных токов. [c.448]

H. д. используются в термоэмиссионных преобразователях тепловой энергии в электрическую и в термо-эмиссионных ключевых элементах. Иногда типичные для Н. д. распределения потенциала и плотности плазмы, характеризующиеся максимумами в прикатодной квазинейтральной плазме, образуются у катода само-стоят. дугового разряда. Эту область, расположенную между катодом и положит, столбом разряда, часто наз. пространством Н. д. [c.350]

Изменение энергии питания П. ф. в диапазоне 10" — 1 МДж меняет его выходные параметры. Выход нейтронов растёт с увеличением энергии как квадрат энергозапаса или четвёртая степень тока. При этом спектр нейтронного излучения не меняется электронная темп-ра и плотность плазмы практически не зависят от энергозапаса однако с увеличением разрядного тока примерно линейно растёт энергосодержание пучков заряж. частиц и время удержания плазмы и замаг-ниченных ионов, тогда как объём плазмы увеличивается квадратично с ростом тока. [c.613]

Зарядовая нейтрализация пучка происходит при инжекции в достаточно плотную плаз.му за счёт вытеснения из его объёма медленных плазменных электронов с характерным временем (4яа) , где а — проводимость плазмы. Если к моменту достижения нейтрализации ток С. п. продолжает нарастать, то эдс индукции создаёт ток оставшихся плазменных электронов, направленный против тока пучка и вызывающий токовую нейтрализацию. При небольшой плотности плазмы, когда плазменная частота озр < с/а, обратный ток распределён по всему объёму, так что токовая нейтрализация неполна и имеет интегральный характер. При Ыр > da происходит локальная нейтрализация, за исключением поверхности С. п., где образуется двойной токовый слой толщиной - juip и сосредоточено ыагн. поле. В таких условиях частицы С. и. практически свободны, а сам он электродинамически венаблюдаем. Эффективность переноса пучком мощности и энергии через плазму на расстояния 1м близка к 100%, но на больших расстояниях уменьшается за счёт раал. неустойчивостей С. п., в первую очередь поперечной неустойчивости, выражающейся в изгибании пучка как целого и разбиения его на отд, нити. [c.503]

Т. р. постоянного тока в трубке. Поскольку толщина КС порядка длины ионизации, часть электронов, ускоряясь на катодном скачке потенциала, набирает энергию, равную этому потенциалу, В результате интенсивной ионизации газа этим пучком электронов в области ТС образуется светящийся слой плазмы большой плотности. Величина электрич. поля здесь близка к нулю. По мере продвижения от области ТС по направлению к аноду плотность плазмы падает из-за рекомбинации и амбиполярной диффузии, электрич. поле растёт, но enie недостаточно для ионизации и возбуждения атомов (область ФТП). Далее, в области ПС электрич. поле достигает величины, при к-рой ионизация электронами, набирающими энергию в этом поле, становится существенной. Для электрич. поля в ПС справедлив закон подобия Ejp f(pR), вытекающий из равенства скоростей ионизации и потерь за счёт амбиполярной диффузии к стенкам (теория Шоттки). ВАХ ПС не зависит от тока, плотность плазмы пропорциональна плотности тока. Для молекулярных газов с ростом тока необходимо учитывать гфоцессы объёмной рекомбинации, приводящие к слабому росту напряжения на ПС, при дальнейшем увеличении тока происходит нагрев газа (для молекулярных газов). Б атомарных газах при увеличении тока в первую очередь газ разогревается, плотность его уменьшается [c.117]

Для плотности имеются 2 предела—нижний и верхний. Ниж. предел по плотности связан с образованием т. н. ускоренных, или убегающих электронов. При малой плотности частота столкновений электронов с ионами становится недостаточной для предотвращения их перехода в режим непрерывного ускорения в продольном электрич. поле. Ускоренные до высоких энергий электроны могут представлять опасность для элементов вакуумной камеры, поэтому плотность плазмы выбирается настолько большой, чтобы ускоренных электронов не было. С др. стороны, при достаточно высокой плотности режим удержания плазмы вновь становится неустойчивым из-за радиационных и атомарных процессов на границе плазмы, к-рые приводят к сужению токового канала и развитию винтовой неустойчивости плазмы. Верх, предел по плотности характеризуется безразмерными параметрами Му-раками M=nRjB и Хьюгелла H=nqR B (здесь ср. по сечению плотность электронов п измеряется в единицах 10 частиц/м ). Для устойчивого удержания плазмы необходимо, чтобы числа М и Я не превышали нек-рых критич. значений. [c.120]

Давление плазмы заметно падает лишь за время разлёта Л/и г, где R — характерный нач. размер нагретой плазмы. В течение промежутка времени т = /сЛ/Ут 1) параметры плазмы можно считать неизменными, и если плотность плазмы и соответственно её давление очень высоки (плотность п на два порядка выше твердотельной, соответственно давление р 10 —10 ат ), то необходимое условие осуществления термоядерной реакции (3) может быть выполнено, Поскольку сохранение нач. высокой плотности энергии происходит за счёт инерции плазмы (t м то такой подход к осуществлению управляемой термоядерной реакции назвали гшерцшльным удержанием плазмы. При инерциальном удержании нач. термоядерная плазма создаётся с помощью лазерного излучения (см. Лазерный термоядерный синтез) или пучков ускоренных частиц. Инерциальное удержание осуществляется и при взрыве термоядерной бомбы, Квазинепрерывное выделение термоядерной энергии в УТС на основе инерциального удержания должно происходить в виде микровзрывсв с периодом Дг т при общем числе частиц в каждом микровзрыве Как было отмечено выше, при N- энергосодержание термоядерной плазмы ГДж. Ср. мощность здесь определяется периодом повторения микровзрывов и при Дг = 1 с будет такой же, как и при хя 1 с в условии квазистационарного удержания, [c.212]

Экранврованне в плазме I 247, II 298 Экстенсивные величины I 80 Электронный газ в металлах I 197 Электропроводность II 317 Энергии плотность больцмановского газа I 177, 188 [c.396]

Динамика плазмы, образованной в результате ионизации газа. Электроны, образованные за счет развития электронной лапины илп путем нелинейной ионизации газа, продолжают приобретать энергию от виешпего поля за счет обратного тормозного эффекта. Увеличение энергии электронов происходит до тех пор, пока не возникает критическая плотность и излучение перестает проникать в плазму, отражаясь от нее. При большой плотности плазмы время обмена эпергаей между нагретыми электрона.ми и иоиами (время термализации плазмы) весьма мало, так что за [c.200]

Регистрация линейчатого излучения из плазмы позволяет определить концентрацию свободных электронов [3]. Столкновения нейтральных частиц (или ионов) с электронами приводят как к возбуждению нейтральных частиц (иоиов), так и к их девозбуждению, т. е. результативно оиределяют интенсивность липий излучения в линейчатом спектре. Дли ряда удобных для наблюдения линий в снектро излучения отдельных атомов хорошо известна зависимость иптенсивности излучения от кинетической энергии злектронов. Удобной и более простой модификацией этого метода явлиется измерение не абсолютной интенсивности излучения, а отношении интенсивностей излучения определенной пары линий. Со Стороны больших плотностей плазмы данный метод ограничен выполнением условия оптически тонкой плазмы, т. е. отсутствием поглощения на частоте излучения со стороны [c.253]

Резюмируй результаты рассмотрения процесса передачи энергии от области эффективного поглощения излучения к плотной плазме, отметим, что обычно доминирует злектроннан теплопроводность, приводищая к возникновению и движению в глубь плазмы тепловой волны и волны разрежения. Поглощенная энергия лазерного излучения расходуется на увеличение тепловой энергии поглощающего слоя, на увеличение кинетической энергии расширяющейся плазмы с плотностью п, < л р, а также на увеличение тепловой и кинетической энергии плотной плазмы с [c.267]

Однако простаи оценка ) показывает, что для осуществления самоподдерживающейся реакции требуется практически недостижимая знергия в импульсе (средняя мощность) лазерного излучения. Более строгие оценки (6, 9] дают уже совсем нереальные значения энергии в импульсе Q 10 Дж. Наиболее слабым местом рассматриваемого процесса прямого нагрева мишени лазерным излучением является предположение, что за время действия лазерного импульса (т 10 с) плотность нагреваемой плазмы останется на уровне начальной твердотельной плотности (гг 10 см ). Из приведенных выше оценок скорости нагрева мишени, скорости разлета плазмы и электронной теплопроводности плазмы видно, что начальная плотность плазмы при ее типичном линейном размере должна существенно уменьшаться за время, по крайней мере, на порядок величины меньшее. [c.269]

Сегодня у специалистов мало сомнений, что однократное зажигание термоядерного топлива с массой 1 мг в лабораторных условиях может быть достигнуто в ближайшее десятилетие с помощью мощных лазеров или мощного импульсного электрического разряда (Z-пинча). Достижение условий поджига обогатит ИТС бесценными экспериментальными данными по устойчивости обжатия топливных капсул, симметрии облучения, профилю энерговложения, необходимых для достижения температур и плотностей плазмы при зажигании. Кроме того, будут получены новые уникальные результаты по фундаментальной физике высокой плотности энергии в веществе. Однако этого недостаточно. Параллельно с движением к этой важной, но не единственной, цели международное научно-техническое сообщество ИТС под эгидой МАГАТЭ [3] в настоящее время сосредотачивается на проблемах, непосредственно связанных с построением основ энергетики ИТС обеспечение частотного режима работы драйвера с высоким КПД разработка согласованной системы драйвер — мишенный узел — реакторная камера обеспечение эффективной утилизации энергии микровзрывов в камере реактора при импульсной нагрузке с частотой следования импульсов 1-10 Гц обеспечение воспроизводства термоядерного топлива обеспечение экологически и экономически конкурентоспособных показателей теплового цикла. При этом следует принять во внимание, что ИТС имеет ряд важных отличительных особенностей. Так по срав- [c.14]

Работы в области создания мощного СОг-лазера для целей ЛТС наиболее активно проводились в США и Японии. В США в Лос-Аламос-ской национальной лаборатории был создан наиболее крупный лазер этого типа HELIOS (на энергию 10 кДж), и был разработан проект С02-лазера ANTARES , на энергию 40 кДж. В середине 80-х годов работы в области С02-лазеров для ЛТС были прекращены. Основная причина состояла в сложной физике взаимодействия длинноволнового излучения СОг-лазера (Л = 10,6 мкм) с веществом. Эксперименты показали, что на уровне энергии лазера равной 10 кДж невозможно предотвратить негативное влияние генерации быстрых электронов на сжатие мишени. Позже, однако, были опубликованы расчетнотеоретические работы, в которых было показано, что в достаточно массивных мишенях, соответствующих энергии лазерного излучения, превышающей 0,5-1 МДж, прогрев быстрыми электронами термоядерного вещества мишени (на стадии сжатия) может быть предотвращен за счет торможения электронов в оболочке мишени. Более того, было показано, что перенос энергии быстрыми электронами из низкоплотной области поглощения излучения п 10 см ) (которая соответствует низкой критической плотности плазмы, образующейся при воздействии длинноволнового излучения СОг-лазера) в более плотные слои вещества испаряемой части мишени приводит к генерации абляционного давления, сравнимого со случаем воздействия коротковолнового лазерного излучения [7]. Поэтому, в случае СОг-лазера может иметь место парадоксальная ситуация, лазер этого типа может не быть годным для демонстрации лабораторной термоядерной вспышки, но может оказаться весьма перспективным как реакторный драйвер. [c.26]

Указанные условия увеличения эффективности преобразования энергии T]f противоположны условиям роста конечной плотности термоядерной плазмы. Это обстоятельство приводит к необходимости компромисса в выборе отношения масс оболочки-аблятора и термоядерного вещества, которое для реальных мишеней составляет 5-8. Имея в виду, что к моменту максимального сжатия испаряется 50-70% массы оболочки-аблятора, а отношение начальных плотностей DT-льда ( /9от =0,215 г-см ) и оболочки составляет 0,2-0,1, легко получить, что эффективность r]f преобразования кинетической энергии оболочки во внутреннюю энергию термоядерного вещества составляет 0,5-0,7. Таким образом, на основании изложенных данных можно сделать заключение, что эффективность преобразования энергии драйвера в энергию термоядерной плазмы при сжатии мишени под действием лазерного излучения должна находится в диапазоне 0,06-0, 17. [c.38]

Прямое зажигание — быстрый поджиг. Прямое зажигание [11, 12] представляет собой концепцию наиболее энергетически выгодного способа зажигания мишеней инерциального синтеза. Такой подход позволяет минимизировать энергию DT-плазмы на уровне (20-50) кДж, при достижении порога зажигания, и на уровне (0,3-1) МДж, при инициировании волны горения с высокими коэффициентами усиления [11, 12]. Прямое зажигание имеет еще одно важное преимущество, которое может оказаться решающим для проблемы ИТС. Дело в том, что при попытке сформировать условия инициирования волны термоядерного горения (высокая температура в центральной части мишени, высокая плотность в окружающем холодном веществе) только за счет явления гидродинамической кумуляции при сжатии сферической мишени, серьезное негативное влияние на процесс формирования области первоначального инициирования может оказывать гидродинамическая неустойчивость, поскольку торможение периферийной части плотного термоядерного вещества происходит на малоплотной центральной области. Опыт исследований в области ИТС показывает, что решение проблемы гидродинамической неустойчивости представляет собой непростую задачу. Поэтому прямое зажигание, несмотря на использование дополнительного драйвера, может ока- [c.48]

Значение же тепловой энергии Ет плазмы в таком шнуре будет равно Ет = 750Я (кДж см ). Пусть значение начальной плотности ОТ-шнура р = 0,2 г-см , а требуемое значение рГр = 0,25 г-см . Для заданного значения погонной массы шнура М потребуется его сжатие от начального радиуса го = (М/(тгр)) / до радиуса Гр, что приведет к увеличению индуктивности шнура [c.68]

После выхода медленного сгустка на срез ускорителя вследствие увеличения плотности плазмы совершается переход к режиму частично замагниченной плазмы. Вследствие этого линии разрядного тока меняют наклон прианодная часть уходит вперед. Когда медленный сгусток выходит из ускорителя (5-6 мкс), за ним устанавливается квазиста-ционарное плазменное течение. Вдоль диэлектрика ток продолжает протекать в течение всего времени разряда, причем именно в этой области происходит основной вклад энергии - до 50 - 55 % (дефлагращюн-ный токовый слой). [c.157]

После выхода из ускорителя медленного сгустка плотность плазмы за его фронтом достигает 10 10 см" , а температура — 2 — 4 эВ. Распределение магнитного поля вдоль электродов позволяет сделать вывод, что в зоне распределенного разряда, возникающего за фронтом медленного сгустка, образуются замкнутые токовые петли, которые Имеют вид вложенных друг в друга вытянутых овалов. Эти токовые петли продолжают наблюдаться и после прекращения основного разряда, что находится в соответствии с оценками скипового времени. Все это время продолжается испарение диэлектрика и разгон плазмы электромагнитными силами. Таким образом, в импульсном плазменном двигателе осуществляется своеобразная трансформация энергии, запасенной в конденсаторной батарее, значительная часть которой сначала преобразуется в магнитную энергию замкнутых токовых петель и лишь затем в кинетическую энергию плазмы. Согласно прямым измерениям электрических и мад1итнь1Х полей [11], на стадии распределенного разряда [c.157]

Смотреть страницы где упоминается термин Энергии плотность плазмы : [c.591] [c.385] [c.406] [c.166] [c.154] [c.33] [c.309] [c.361] [c.448] [c.538] [c.539] [c.612] [c.586] [c.93] [c.105] [c.162] [c.162] [c.140] [c.540] [c.201] [c.444] [c.167]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...