Магнитогидродинамическое течение в кольцевом канале и его устойчивость

Исследование магнитогидродинамических (МГД) течений — течений проводящих сред (в том числе различных жидкостей и плазмы) в присутствии магнитного поля — является важной составной частью магнитнойгидродинамики. Начало подобных исследований связано с пионерскимиработами Гартмана 1937 года [1,2], в которых теоретически и экспериментально была изучена структура ламинарного течения ртути в канале, помещенном в однородное магнитное поле. Дальнейшее развитие этонаправление получило в работах Альфвена, суммированных в монографиях [3,4]. В них, собственно, и были заложены основы магнитной гидродинамики (МГД) — новой научной дисциплины, объединяющей классическую гидродинамику и электромагнетизм. Принципы МГД и круграссматриваемых ею задач достаточно полно отражены в многочисленных монографиях общего содержания, таких как [5−7]. МГД течения играют существенную роль в современных прикладныхи фундаментальных исследованиях. В первую очередь это обусловленотем, что МГД течения жидких металлов и плазмы лежат в основе различных промышленных технологий. Примерами здесь могут служить расходомеры электропроводящих жидкостей [8,9], электромагнитные насосы, активно применяемые в металлургии и системах охлаждения ядерныхреакторов [10, И], МГД генераторы — установки по прямому преобразованию тепловой энергии в электричество [12,13]. Р1нтерес к изучению МГД течений плазмы возрос после их обнаружения в экспериментальных установках по магнитному удержанию термоядерной плазмы — токамаках [14,15]. Течения плазмы в токамаках могутразвиваться в результате несбалансированной инжекции нейтралов, осуществляемой в режимах с дополнительным нагревом, а также самосогласованной турбулентной динамики плазмы в этих установках. В настоящее время течения плазмы являются неотъемлемой частью экспериментов на всех крупных токамаках, считается также, что течения оказываютстабилизирующее влияние на термоядерную плазму, и являются причиной улучшенного режима удержания (так называемой, Н-моды) [16,17]. С МГД течениями связывают ряд явлений в геои астрофизике. Вчастности происхождение магнитных полей у планет, звезд и даже галактик можно объяснить эффектом магнитного динамо, который состоитв преобразовании механической энергии движения проводящей среды вэнергию электромагнитного поля [18−20]. Несмотря на продвижения, втеории магнитного динамо остается масса нерешенных вопросов, касающихся природы «затравочного» магнитного поля и исходного течения, механизмов, регулирующих амплитуду установившегося поля, и так далее (см., например, обзор [21]).К числу астрофизических объектов, природа которых считается связанной с МГД течениями, относится аккреционный диск — дифференциально вращающийся газопылевой объект, формирующийся вокруг притягивающего центра в результате постепенного падения (аккреции) вещества на этот центр. Аккреционные диски — довольно распространенноеявление во вселенной, проявляющееся в разных масштабахони могутформироваться вокруг зарождающихся звезд (протозвездные диски), всистемах двойных звезд, одна из которых обычно — массивная чернаядыра, а также в активных галактических ядрах [22]. Механизм аккреции дисков остается одним из самых интригующихвопросов в астрофизике. Дело в том, что одновременно с падением вещества на центральное тело должен осуществляться перенос орбитальногоуглового момента на периферию диска так, чтобы суммарный моментсохранялся. Учет только классической (столкновительной) вязкости неможет обеспечить наблюдаемых темпов аккреции, поэтому для объяснения этого эффекта необходимо принимать во внимание турбулентнуювязкость. Наиболее популярной в настоящее время является так называемая а-модель аккреционного диска, разработанная Шакурой и Сюняевым в 1973 году [23]. В предположении сильной турбулентности тонкогодиска они предложили следующую оценку для турбулентной вязкости: где Cs — скорость звука, Н — толщина диска, а абезразмерный параметрпорядка единицы. Хотя а-модель и дает наблюдаемые скорости аккреции, сама возможность развития турбулентности в аккреционном диске до недавнихпор казалась весьма спорной. Согласно гидродинамическому критериюРэлея [24] вращение с радиальным профилем угловой скорости U{R) линейно устойчиво, если>о.Это означает, что диск с кеплеровским профилем вращения, Q,{R) ос1/i?^ /^, линейно устойчив по отношению к чисто гидродинамическим возмущениям, а развитие необходимой для а-модели турбулентности можетбыть обусловлено либо нелинейными гидродинамическими процессами, либо механизмом негидродинамической природы. Эффективный механизм, ведущий к развитию турбулентности в аккреционном диске, был предложен только в 1991 году Балбусом и Хоули [25]. Они показали, что наличие магнитного поля способно привестик быстрой линейной МГД неустойчивости аккреционного диска, которая, в свою очередь, возбуждает и поддерживает турбулентность. Интересноотметить, что эта неустойчивость, известная как магниторотационнаянеустойчивость (МРН) была впервые теоретически предсказана Велиховым в 1959 году [26], рассмотревшим вращение проводящей жидко^ Иногда употребляют название магнитовращательная неустойчивость (МВН)сти между коаксиальными цилиндрами в магнитном поле, а затем подтверждена Чандрасекаром [27]. МРН возникает в системах с магнитнымполехм, в которых угловая скорость вращения убывает с увеличением радиуса, ЧТО выполняется для кеплеровского течения в диске. Условие возбуждения МРН (2) не зависит явно от величины магнитного поля, хотя саммеханизм неустойчивости требует его присутствия. Благодаря важности МРН в объяснении природы аккреционных дисков эта неустойчивость привлекает все большее внимание физиков. Несмотря на значительную активность в теоретическом исследовании проблемы МРН (см., например, обзоры [28,29] и ссылки в них), до последпего времени не было прямых наблюдений этой неустойчивости в лабораторных экспериментах. Первый эксперимент по наблюдению МРНбыл осуществлен в 2004 году в университете Мэриленда [30]. В нем использовалось вращение жидкого натрия в системе вложенных сфер, помещенных в аксиальное магнитное поле. Однако сферическая геометрияданного эксперимента не соответствует форме аккреционного диска, амоделирует скорее условия звездного магнитного динамо. Более адекватной моделью аккреционного диска в эксперименте является неоднородное вращение хорошо проводящей жидкости (жидкого металла) между двумя коаксиальными цилиндрами, помещенными ввертикальное магнитное поле. Наиболее просто подобное течение вязкойжидкости можно обеспечить за счет вращения самих цилиндров с разными угловыми скоростями — это так называемое течение Куэтта^ [31], которое в идеале (при бесконечной высоте цилиндров) имеет следующийрадиальный профиль угловой скоростиа + ^^, (3)некоторых работах — течение Тэйлора-Куэтта.где константы, а и b выражаются через угловые скорости вращения цилиндров и их радиусы. Детальный анализ устойчивости профиля (3) осуществлен в работах [32−34], на основе полученных в них данных предложены параметры для экспериментов. Подготовка таких экспериментов, которые бы явно продемонстрировали возникновение МРН в цилиндрической геометрии, ведется в настоящее время в нескольких научных центрах. Наиболее известные изних — это эксперименты с течением Куэтта жидких металлов в Принстонской лаборатории физики плазмы [35] и национальной лабораторииЛос-Аламоса [36]. Несмотря на техническую простоту, реализовать этипроекты до конца не удается. Отчасти это связано с трудностями работы с жидкими металлами (натрием или галлием), а отчасти с тем, чтограничные вязкостные слои [слои Экмана), возникающие из-за наличиянеподвижных верхней и нижней крышек в канале, контролируют течение во всем объеме жидкостиэто приводит к профилю вращения существенно отличному от (3) и делает невозможным генерацию МРН [37]. Еще один тип эксперимента был предложен в Лос-Аламосев немпредполагается использовать вращение низкотемпературной плазмы вскрещенных электрическом и магнитном полях [38]. Подобная идея, однако применительно к жидким металлам, была высказана в Курчатовском институте [39], там же ведется подготовка соответствующего эксперимента [40−43]. В этом эксперименте радиальный электрический ток, протекающий через жидкость в кольцевом канале, в присутствии аксиального магнитного поля приводит к возникновению силы Ампера и, какследствие, вращению жидкости. В качестве рабочей жидкости в эксперименте будет использоваться жидкий натрий, так как он обладает болеевысокой проводимостью по сравнению с другими доступными жидкостями. Стоит отметить, что при таком способе вращения толщина граничных слоев вблизи крышек обратно пропорциональна величине приложенного магнитного поля (точнее безразмерного числа Гартмана, На), поэтому при достаточно сильном поле (когда На]" 1) эти слои не оказывают влияния на основное течение в центральной области. Как показанов [41], невозмущенный (стационарный) профиль угловой скорости в этомслучае практически во всем сечении канала имеет вид^{R) = § 2^ (4)где константа С определяется пропускаемым током и свойствами рабочейжидкости. Невозможность использования профиля вращения, отличающегося от (4), следует отнести к недостаткам данного эксперимента. Этоделает необходимым детальное теоретическое исследование структурытечения в кольцевом канале под действием электрического тока и анализего устойчивости, в частности, по отношению к МРН. Материал даннойдиссертации в значительной степени служит физическим обоснованиемуказанного эксперимента. Теоретическому анализу структуры МГД течений в каналах посвященцелый ряд работ (например, обзоры [7,44,45]). Самым изученным на данный момент является случай прямого канала прямоугольного сечения, как наиболее важный с точки зрения практического применения. Темне менее, методы, разработанные для расчета течений в прямых каналах, могут применяться и для кольцевых каналов. Так, Брагинский [46]предложил для описания течений гальваническое приближение, которое справедливо при малых магнитных числах Рейнольдса (Re^ -С 1).Хант и Стюартсон [47] разработали асимптотический метод для анализа течений в прямых каналах при больших числах Гартмана (НеС^ 1), который впоследствии был уточнен [48] и обобщен на случай кольцевыхканалов [49]. Несмотря на эти исследования, в настоящее время не найдено удовлетворительного аналитического приближения, описывающеготечения при любых числах Гартмана в кольцевых каналах прямоугольного сечения со стенками произвольной проводимости. Поэтому главнуюроль здесь играют численные методы. Для расчета структуры МГД течений в каналах были разработанымногочисленные коды, основу которых составляют прямые спектральныеметоды, заключающиеся в разложении неизвестных величин по некоторому базису и вычислении коэффициентов разложения. К таковым можно отнести метод конечных элементов (например, статья [50] и ссылки вней), метод конечных объемов [51,52], метод дифференциальных квадратур [53]. Эти методы в принципе не накладывают ограничений на значения чисел Гартмана и допускают обобщение на нестационарный случай. Однако у подобных методов есть общий недостаток, связанный, д необходимостью решения больших систем линейных алгебраических уравнений, что всегда сопряжено с определенными трудностями. Альтернативой данным методам могут служить итерационные методы расчета МГД течений в каналах [41], в которых первоначально заданное решение уточняется в последующих итерациях. Итерационныеметоды имеют массу преимуществ по сравнению со спектральными, такие как относительная простота схемы, гладкость получаемого решения, необходимость хранения в памяти на каждом шаге только 0{N) чисел, где N — число узлов сетки. В то же время быстродействие данных методов в оптимальном случае составляет 0{N^^'^), что сравнимо с самымибыстрыми прямыми спектральными методами, для которых быстродействие определяется как 0{NnN). Особо следует подчеркнуть простотуучета граничных условий в итерационных методах, где значения сеточной функции в граничных точках определяются на каждой итерациизначениями этой функции в соседних внутренних точках. Как показано в [42], граничные условия, связанные с проводимостью стенок, могутсущественно повлиять на структуру МГД течения в кольцевом канале. Помимо этого, итерационные методы легко обобщаются на случай нестационарных (развивающихся) течений, если рассматривать каждую итерацию как решение в соответствующий момент времени. Изучение устойчивости дифференциального вращения проводящейжидкости в магнитном поле является в настоящее время задачей, весьма далекой от завершения. Большое количество работ в этой области10возникло после переоткрытия МРН в астрофизическом контексте (см., например, [21,25,32,43,54−63]). Основное внимание в них уделялось анализу устойчивости вращений, имеющих профиль угловой скорости либоQ{R) ос Я^ (где q = —3/2 соответствует кеплеровскому вращению), либо Q,{R) = а + b/R^ (течение Куэтта, используемое в экспериментах поМРН).Среди работ, посвященных МРН, выделим [25−27], в которых МРНбыла предсказана как сильная локальная осесимметричная (соответствующая мода имеет азимутальное волновое число m = 0) неустойчивость. Рассмотрение неосесимметричных мод (тп ^^ 0) в локальном приближении [54−57] показывает, что эти моды становятся устойчивыми с увеличением т. Важность анализа глобальных мод и граничных условий взадаче МРН впервые отмечена в работах [58−60], там же приведены расчеты мод, отвечающих свободным граничным условиям. Большая работа по исследованию устойчивости глобальных мод в рамках неидеальнойМГД была осуществлена Рюдигером и соавторами [21,32,61−63]. Онирассчитали границы устойчивости основных мод для различных пара-.метров течения, но при этом не затронули вопрос о величинах инкремента неустойчивости и его зависимости от волновых чисел. Детальныйанализ спектральной устойчивости вращения с профилем (4) представлен в [43]. В целом проблема исследования устойчивости стационарных МГД течений представляет общефизический интерес в связи с отсутствием универсальных подходов к решению подобных задач. Подавляющее числоработ в этой области оперирует понятием спектральной устойчивостилинеаризованной системы, гарантирующей отсутствие экспоненциальнонарастающих со временем возмущений (см. монографии [64]- [67]- подробный обзор основных подходов к описанию МГД неустойчивостейприведен в [68]). Методическая трудность исследования спектральнойустойчивости состоит в том, что оператор, задающий динамику линеа11ризованной системы, не является эрмитовым, поэтому его собственныезначения в общем случае комплексны. Кроме того, наряду с собственными значениями в континуальных средах необходимо отыскание такжеи собственных векторов, которые должны удовлетворять определеннымграничным условиям. Вместе с тем для суждения об устойчивости исследуемого состоянияравновесия знания реальной динамики системы не требуетсяответ зачастую можно получить при помощи вариационных методов, в частности, теории Ляпунова [69]. Суть теории заключается в теореме Ляпунова: состояние равновесия объявляется устойчивым, если существует инвариант динамики системы U — функционал Ляпунова, первая вариациякоторого равна нулю в точке равновесия, а вторая знакоопределена вокрестности этой точки^.Вариационный подход для исследования устойчивости статического (не обладающего стационарным течением) равновесия консервативнойМГД системы — так называемый энергетический принцип — был впервые реализован в работе Вернштейна, Фримана, Крускала и Калсруда (ВФКК) [70], где было показано, что положительная определенность потенциальной энергии вблизи положения равновесия, гарантирует спектральную устойчивость, W>0. (5)Это условие вытекает из теоремы Ляпунова, если в качестве функционала Ляпунова выбрать полную энергию системы (гамильтониан) и произвести минимизацию по импульсам. Благодаря своей физической наглядности энергетический принцип получил весьма широкое распространение в анализе устойчивости простых МГД систем (см., например, [71]).Для практических целей крайне важно, что он позволяет получить необходимый и достаточный критерий спектральной устойчивости статических МГД равновесий [72], другими словами, если существует возмуще^Математически более строгая формулировка теоремы Ляпунова приведена в главе 3.12ние для которого W < О, то исходное равновесие спектрально неустойчиво. Попытка применить этот подход для исследования устойчивости систем со стационарными МГД течениями была предпринята Фриманоми Ротенбергом [73]. Полученное ими условие устойчивости, формальносовпадающее с энергетическим принципом (5), оказывается всего лишьдостаточным, то есть, если оно не выполняется для какого-либо возмущения, то судить об устойчивости равновесия нельзя. Нетрудно показать, что это условие заведомо не выполняется, за исключением равновесийсравнительно узкого класса. Подобная «жесткость» вариационного условия связана с допущением в вариационной процедуре излишней свободыв варьируемых функциях, нежели это предопределено динамикой системы. Улучшенное условие устойчивости можно получить, если учесть, чтоимпульсы и координаты в гамильтониане не являются полностью независимыми. К примеру, если динамика системы демонстрирует и другиеинварианты движения, не сводящиеся к энергии, знакоопределенностьгамильтониана надо рассматривать лишь на классе возмущений, не меняющих значения этих инвариантов. Идеи такого рода высказывалисьеще Ляпуновымприменительно к гидродинамике они были формализованы Арнольдом [74−76], показавшим, в частности, что учет сохраненияинтеграла завихренности при двумерном движении идеальной несжимаемой жидкости позволяет получить довольно общее условие устойчивости. Работы Арнольда положили начало целому направлению, именуемому в англоязычной литературе Energy-Casiniir (ЕС) stability method (см., например, [77−80]), суть которого заключается в построении функционала Ляпунова по схемеJ2i, (6)где Н — гамильтониан системы, а Cj — известный набор казимиров 13кинематических инвариантов, обладающих определенными свойствами-далее исследуется поведение U вблизи положения равновесия. Однакоследует отметить, что в весьма обширной литературе, посвянденной использованию ЕС-метода, предложенный Арнольдом подход реализованлишь отчасти. А именно, при рассмотрении второй вариации функционала (6) вблизи состояния равновесия не учитываются связи, накладываемые сохранением казимиров. Без этого ЕС-метод сводится просток варьированию смеш, енного гамильтониана (6), что по прежнему даетслишком жесткое условие устойчивости Фримана-Ротенберга.Вместе с тем, как показано в [81], переход к лагранжевому представлению позволяет автоматически учесть в вариационной процедуре весьнабор казимиров, присуш, их системе. Поэтому тяжесть проблемы в этомпредставлении переносится на отыскание других, некинематических законов сохранения, которые также следует учитывать для получения адекватного критерия устойчивости. Среди других возможных инвариантовгидродинамических уравнений наиболее естественно рассмотреть, прежде всего, сохранение импульса/момента импульса или их компонент, имеюш, ее место при определенной симметрии системы, геометрическойили топологической. Именно благодаря такой симметрии и становитсявозможным суш-ествование стационарных течений. Корректный учет указанных законов сохранения действительно позволяет улучшить условие Фримана-Ротенберга — соответствуюш-ее достаточное условие устойчивости для системы вложенных магнитных поверхностей было получено Ильгисонисом и Пастуховым [82] и Хамеири [83]. Однако и это (улучшенное) условие устойчивости оказывается далекимот необходимого, что предопределяет необходимость привлечения в анализ дополнительных инвариантов. Недавно было предложено использовать при анализе устойчивостиМГД течений новый набор нетривиальных интегралов движения, присуш, их линеаризованной системе [84−87]. Учет сохранения одного или14нескольких таких интегралов при варьировании гамильтониана позволяет получить достаточное условие устойчивости, которое ближе к необходимому по сравнению с ранее известными. В данной диссертации представлена схема получения указанных инвариантов и разработан метод ихучета при анализе спектральной устойчивости МГД течений. Перейдем теперь к более подробному изложению структуры и содержания диссертации. Материал диссертации разбит на 3 главы, 13 параграфов. Первая глава диссертации включает теоретическое изучениеи результаты численных расчетов осесимметричного МГД-течения жидкого металла в кольцевом канале в стационарном случае и на стадииразгона. Рассмотрение ведется в рамках диссипативной несжимаемойМГД. В первом параграфе сформулирована задача об изучении МГДтечения в кольцевом канале. Течение обусловлено силой Ампера J х В, которая возникает при пропускании электрического тока через жидкийметалл, находящийся в вертикальном магнитном поле. Приведены уравнения диссипативной МГД модели, осуществлено их обезразмеривание. В предположении осевой симметрии получены уравнения динамики компонент скорости и магнитного поля. Во втором параграфе первой главы обсуждаются граничные и начальные условия, необходимые для однозначного определения скоростии магнитного поля. Детальный вывод граничных условий на магнитноеполе в предположении тонких стенок канала приведен в Приложении А. В третьем параграфе получены приближенные аналитические решения, описывающие характер течения вдали от боковых стенок канала. Рассмотрены три случая: стационарное (полностью развившееся) течение и установление течения (разгон) при больших и малых числах Гартмана (На >> 1 и На <С 1, соответственно) — найдено характерное времяустановления течения. В четвертом параграфе описан численный метод, разработанный автором для расчета структуры МГД течения в кольцевом канале. В основе метода лежит итерационный алгоритм Гаусса-Зейделя для решения15уравнений эллиптического типа, обобщенный на случай систем нелинейных уравнений. Устойчивость используемой численной схемы исследована в Приложении В. Результаты численных расчетов МГД течения для параметров проектируемой установки приведены в пятом параграфе первой главы. Тамже приведено сравнение полученных результатов с приближенным аналитическим описанием. Показано, что проводимость стенок канала играет важную роль в структуре изучаемого течения. Также отмечено, чтотечение практически во всем объеме канала имеет профиль угловой скорости (4).Вторая глава диссертации содержит детальный анализ спектральнойустойчивости стационарного МГД течения, найденного в первой главе. Анализ основан на численном решении задачи на собственные значенияи включает определение спектра собственных частот наряду с собственными возмущениями. В первом параграфе в рамках линеаризованнойидеальной несжимаемой МГД модели получено уравнение на собственные значения для радиальной компоненты вектора смещения, сформулированы граничные условия. Данное уравнение было решено с использованием стандартного метода стрельбы для различных волновых чисел. Во втором параграфе второй главы приведены результаты расчетовосесимметричных возмущений (моды с m = 0). Демонстрируется спектрсобственных частот и примеры собственных функций, показано наличиеМРН в системе. Там же вводится определение радиального волновогочисла. В третьем параграфе рассмотрены неосесимметричные возмущения, приведен спектр собственных частот для мод с m = 1. Отмечены характерные особенности спектра, возникающие как результат альфвеновскихрезонансов. Прослежена зависимость инкремента МРН от волновых чисел. В четвертом параграфе исследована граничная устойчивость рассмат16риваемого течения. На основании численных расчетов получена простаяаналитическая оценка для гранично-устойчивых значений волновых чисел. Там же обсуждаются результаты проведенного анализа устойчивости. Обоснована возможность наблюдения МРН в эксперименте с жидким натрием, приводимом во вращение электрическим током. Третья глава посвящена проблеме построения общего вариационногометода исследования формальной устойчивости идеальных МГД течений и получения достаточного условия устойчивости, близкого или совпадающего с необходимым. Метод основан на учете дополнительных законов сохранения, присущих линейной динамике рассматриваемой среды. В первом параграфе третьей главы даются определения основныхтипов устойчивости, используемых в литературе, приводится их иерархия. Сформулирована теорема Ляпунова [69], гарантирующая достаточное условие устойчивостирассмотрен вариационный подход Арнольда [74−76]. Во втором параграфе представлен вывод уравнения линеаризованнойдинамики идеальной МГД системы. Продемонстрировано использованиетеоремы Ляпунова для получения энергетического принципа. В третьем параграфе приводится схема получения новых нетривиальных интегралов движения для линеаризованной МГД системы. Разработана вариационная процедура минимизации функционала Ляпунова сучетом сохранения указанных интегралов. В четвертом параграфе третьей главы применение разработанного метода иллюстрируется на простом аналитическом примере. Показано, чтоучет даже одного нового интеграла в вариационной процедуре позволяетполучить условие устойчивости, совпадающее с необходимым. В Заключении кратко суммируются основные результаты диссертации, обсуждается вопрос о возможности их практического применения.17Следующие положения автор выносит на защиту.1. Результаты численных расчетов динамики двумерного диссипативного МГД течения в кольцевом канале прямоугольного сечения с учетомконечной проводимости стенок канала.2. Приближенные аналитические выражения, описывающие динамикуи стационарную структуру осесимметричного МГД течения в кольцевомканале при различных значениях числа Гартмана.3. Детальный численный анализ спектральной устойчивости глобальных мод (в том числе с ненулевым азимутальным волновым числом, m 7^ 0) жидкости, вращающейся с угловой частотой Q{R) ос 1/В? вкольцевом канале.4. Вариационный метод исследования формальной устойчивости стационарных МГД течений, основанный на учете новых интегралов движения, присущих линеаризованной динамике. По теме диссертации опубликовано 7 научных работ [40−43,85−87], втом числе 3 статьи в реферируемых журналах [41,42,87].

в данной диссертационной работе приведено достаточно полное теоре тическое исследование МГД течения жидкого металла (натрия) в коль цевом канале в условиях, относяш, ихся к проектируемому эксперименту.

по наблюдению магниторотационной неустойчивости. Это исследование.

включает изучение стадии разгона натрия под действием радиального.

электрического тока в вертикальном магнитном поле, детальный расчет.

установившегося равновесного МГД течения и анализ его спектральной.

устойчивости. Для изучения стадии разгона и расчета стационарного (полностью.

установившегося) течения жидкого металла в кольцевом канале был раз работан оригинальный численный код, учитываюш-ий специфику дву мерного диссипативного МГД течения в канале прямоугольного сечения. Код основан на итерационной схеме Гаусса-Зейделя, впервые применя емой для задач такого типа. С использованием этого кода рассчитана.

структура течения для предполагаемых пара-метров экспериментальной.

установки с определением всех компонент скорости, индуцированного.

магнитного поля и с учетом конечной проводимости стенок канала. От метим, что данный код при небольшой модификации может применяться.

и для расчета МГД течений в прямых каналах, что допускает его исполь зование в ряде технических приложений. В диссертации также получены приближенные аналитические выра жения, описывающие динамику МГД течения в кольцевом канале. Тем.

самым, выявлена зависимость структуры течения от параметров уста новки (пропускаемого тока, прикладываемого магнитного поля, геомет 91 рических размеров и пр.), что позволяет оптимизировать параметры экс перимента. Хорошее соответствие полученных аналитических выраже ний и результатов численных расчетов предопределяет использование.

для оценок параметров течения в основном объеме приближенные ана литические формулы. Из расчетов следует, что при больших числах Гартмана, характер ных для рассматриваемой установки, угловая скорость тороидального.

враш-ения натрия имеет профиль Q[R) ос 1/R^ практически во всем се чении канала. В диссертации показано, что такой профиль оказывается.

спектрально неустойчивым по отношению к МРН, причем наибольший.

инкремент неустойчивости соответствует осесимметричной моде возму ш, ения. Именно развитие этой моды следует ожидать в эксперименте. Отметим, что спектральная устойчивость в диссертации рассмотрена в.

рамках идеальной несжимаемой МГД, что оправдано большими значени ями магнитного и гидродинамического чисел Рейнольдса в основном те чении. Строго говоря, задача об устойчивости течения в канале с учетом.

диссипативных эффектов также должна быть решена при подготовке.

рассматриваемого эксперимента. Кроме того, в диссертации построен вариационный метод исследова ния линейной (формальной) устойчивости идеальных равновесных МГД.

течений, имеющий весьма широкую область применимости. В основе ме тода — учет при построении функционала Ляпунова нового (вообш-е го воря, бесконечного) набора интегралов движения, свойственных линеа ризованной динамике идеальных сред. Данный метод позволяет прибли зиться к получению необходимого и достаточного критерия устойчивости.

МГД течений, что проиллюстрировано на простом аналитическом приме ре. Разработанный метод представляет обш, ефизический интерес прежде.

всего потому, что в значительной степени упрош, ает процедуру анализа.

устойчивости МГД течений (на вопрос «да-нет» об устойчивости тре буется анализ знакоопределенности квадратичного функционала). Это обстоятельство делает целесообразным его использование не только в.

аналитических исследованиях, но и в численных схемах (по аналогии с.

энергетическим принципом). В заключение автор выражает самую искреннюю признательность.

своему научному руководителю В. И. Ильгисонису, под чьим руковод ством были получены результаты, положенные в основу данной дис сертацииблагодарит его за постоянное внимание и помощь, оказанные.

в ходе работы над темой диссертации. Автор выражает благодарность.

А. И. Смолякову — профессору Саскатчеванского университета (Канада),.

соавтору большинства работ, опубликованных по материалам диссерта ции, Е. П. Велихову за постановку и стимулирование интереса к задачам,.

вошедшим в настояшую диссертацию, В. П. Лахину за плодотворные об суждения, а также всем сотрудникам теоретического отдела Института.

ядерного синтеза за полезные замечания по теме диссертации. Прилож:ение А.

Граничные условия на магнитное.

ноле в кольцевом канале.

Представлен вывод граничных условий на компоненты магнитного поля.

в кольцевом канале в приближении тонких стенок, S = d/L «С 1. АЛ Верхняя и ниж: няя стенки.

Для верхней стенки канала при z = 1 условия (1.25) и (1.26) переписы ваются в виде:

^г, bbi^LJl^^ (АЛ).

На границе стенки с изолятором при z = 1 + S нормальный ток должен.

обращаться в ноль, что дает.

Так как аксиальное поле за стенкой постоянно, то справедливо:

Интегрируя последние два уравнения по г, получим.

= Сь (А.З) где Ci и Сг — некоторые константы. Потоковая функция д определена с.

точностью до аддитивной постоянной, поэтому можно положить Сг = 0. Константа Ci связана с пропускаемым через канал полным током IQ. Действительно, полный радиальный ток при фиксированном радиусе г.

—/о = 2жгЬ I Jrdz= —rz / hy'' dz (•^ •4).

где учтена нечетность h^'^ Отсюда видно, что удобным выбором являет ся Ci = 1, тогда функции h (r, z) и h^'^r, z) будут характеризовать долю.

полного радиального тока, протекающего через сечение r^const между.

уровнями Z и —Z. Вспоминая определения чисел Re^ и На (1.14), из (А.4).

можно найти характерную величину азимутальной скорости установив шегося течения.

что согласуется с оценкой Брагинского [46]. Заметим, что уравнения (А.2) с учетом динамики функций д (1.19) и.

^ 30) дают простые следствия:

Таким образом, система (А.1)-(А.2), дополненная условиями (А.З), при нимает вид:

(Tj (Гад.

Л () = o. (А.7) Подстановка (А.8), (А.9) в (А.6), (А.7) дает:

hl=i = ho, h2l^ = h. ho + hi5+h25'' +.

gz= =^0, 9'zz=i=9i 9o + 9iS + -zg2S'^ + o{5^) = 0,.

откуда, пренебрегая членами порядка o{S), получим.

(Л+ (5^/1 У U = 1,.

S9'z)z=i = 0. Отметим, что учет членов более высокого порядка по 5 требует решения.

динамических уравнений (1.29) и (1.30). Принимая во внимание нечет ность h и четность д по z, для верхней и нижней стенок окончательно.

имеем:

(д±(5^^)|г=±1 = 0. (А.11).

А.2 Боковые стенки.

Для боковой стенки канала при г = г условия (1.25) и (1.26) дают:

Кроме того, мы имеем условие.

П J. г=г1−5 — '-').

означающее отсутствие тангенциальной компоненты тока на поверхности.

идеального проводника, и.

9 г r=ri-S — ^ • условие постоянства аксиального поля снаружи канала. Используя урав нения динамики функций д (1.19) и р «^'^ (1.30), систему граничных усло вий при г = ri (А.12), (А.13) запишем как:

п rr=ri i,(w)/ п г л 1/^^.

=, /г^ Vk=ri-J = о, (A.14J (7/.

r=ri — у |r=ri> 9 rr=ri — У rr=rii д j. r=ri-6 —.

Разложение функций /г^ «'^ и д^'^^ в ряд Тейлора вблизи г = ri представим.

в виде:

что при подстановке в (А. 14), (А. 15) дает:

дг=г1 = 90, 9 ' 2 25 +.

Отсюда видно, что для определения граничных условий с точностью.

до 0(6) необходимо знать функции /i2 и д2. Эти функции можно полу чить из уравнений динамики (1.29), (1.30). Подставляя в них разложения.

(А.16), (А.17), имеем при г = гх:

откуда:

1 /Ргст". «Таким образом, с точностью до O{S) граничные условия при г =.

принимают вид:

Аналогично при г — r^'- Прилож: ение В.

Устойчивость разностной схемы.

Исследуем усточивость разностной схемы для упрощенной системы (1.41),.

(1.42), описывающей динамику течения вдали от боковых стенок канала. По аналогии с (1.71) имеем.

" Г'-" «.

О — j ^ + На (В.2).

где А^ - шаг по времени, a s — шаг сетки в направлении z. Представим.

решение этой системы в виде.

h] = 9″ /1ое'*" Л • (В.4).

где г — мнимая единица, а «о и /lo — амплитудные множители. После.

подстановки в (В.1), (В.2) получаем.

iHasinC Л Л" о, А _ / О.

iHasinC 2(cosCq)/s J ho J.

Здесь для краткости введена величина («=^5. Чтобы данная система.

имела нетривиальное решение, ее определитель должен обращаться в.

ноль, а именно:

c = 0. (В.6) Это уравнение надо рассматривать как уравнение относительно парамет ра q. Согласно критерию фон Неймана (см., например, [90]), разностная.

схема является устойчивой, если.

max |g (C, At, s).

Проверим выполнение этого условия в нашем случае. Запишем уравнение.

(В.6) в виде квадратного трехчлена по д:

Его дискриминант.

2C + C + 4 = 0. (В.8).

D = {1- cos С) 11 — cos С — 2Ha? At (l + ^ j (1 + cos С)] (B.9).

может быть как положительным, так и отрицательным. Рассмотрим эти.

случаи отдельно. 1. D >0. Это выполнено, когда.

В этом случае имеется два действительных корня. Чтобы определить их.

положение, найдем сначала абсциссу вершины параболы P{q):

Так как эта точка всегда находится в интервале (—1, 1], а ветви парабо лы P{q) направлены вверх, то для того, чтобы оба корня P{q) с D > О.

лежали на отрезке [—1, 1], необходимо и достаточно выполнение следу юш, их условий: Нетрудно видеть, что оба условия выполнены автоматически, следова тельно, для всех С, удовлетворяющих (В.10), абсолютные значения кор ней qi и 52 всегда меньше единицы. Это значит, что в случае D > О нет.

ограничений на выбор параметров схемы. 2. D < 0. В этом случае корни уравнения комплексно сопряженные и.

имеют одинаковое абсолютное значение. Используя теорему Виета, кри терий фон Неймана (В, 7) можно записать как.

2 (2 А V5^) cos^ С + cos С + (ДШa^/2) sin^ С ^ .,. После несложных преобразований получаем неравенство:

Значение cos С здесь должно удовлетворять условию D < О, что дает.

интервал.

Из структуры неравенства (В.13) видно, что если оно выполнено для.

максимального значения cos^ = 1, то оно выполнено всегда. Таким об разом, критерий устойчивости разностной схемы (В.1), (В.2) имеет вид.

Afs^'- — • ^^''^ Прилож: ение С.

Теорема Фредгольма для эрмитовых.

операторов.

Пусть задан линейный оператор Z/, действующий из банахова простран ства Во в банахово же пространство Bi. Напомним некоторые понятия,.

известные из функционального анализа. Определение 1 Решения уравнения Lu = О называются нулями.

оператора Lмносисество этих нулей образует подпространство, на зываемое ядром оператора L и обозначаемое символом кег L. Определение 2 Линейный оператор L: Во —^ Bi называется эр митовым (самосопряэюенным), если для любых и uv из Во справедливо.

равенство.

(г-, Lu) = (и, Lv),.

где скобки обозначают скалярное произведение. Для эрмитовых операторов легко доказываются следующие утвержде ния (см., например, [96]). Теорема З Если оператор L эрмитов, то все его собственные зна чения вещественны, а собственные функции, соответствующие раз личным собственным значениям, ортогональны. Теорема 4 Если система собственных функций {uk} эрмитова опе ратора L не более чем счетпа, то ее мооюно выбрать ортонормалъной:

щ) = Хк{щ, щ) =.

где Ski — символ Кронекера. Докажем теперь теорему Фредгольма в частной формулировке. Теорема 5 (Фредгольм) Для того, чтобы уравнение.

Lu = f, fe Bi, (C.I).

где L — эрмитов оператор, имело хотя бы одно решение, необходимо и.

достаточно, чтобы свободный член f был ортогонален ядру оператора.

кег L (иначе говоря, чтобы для всех v G кег L выполнялось (/, v) = 0). Доказательство.

1) Необходимость. Если уравнение (С.1) имеет решение и, а v Е кег L.

{Lv = 0), то.

(/, V) = {Lu, v) = (u, Lv) = 0. 2) Достаточность. Пусть (/, г-) = О для всех v: Lv = 0. Согласно тео реме 4 введем в пространствах Во и Bi ортонормальный базис {uk, vi},.

где {uk} - собственные функции, отвечающие ненулевым собственным.

значениям Ajt ^^ О, а {vi} - собственные функции с нулевым собственным.

значением: Lvi = 0. Очевидно, что ядро оператора L является линейной.

оболочкой функций {vi}, то есть любой элемент v G кег L представим.

в виде линейной комбинации функций {vi}. Следовательно, чтобы для.

всех V: Lv = О, выполнялось условие (/, г-) = О, свободный член /.

должен иметь разложение На решение и подобных ограничений нет, поэтому представим его в об ш, ем виде.

^ ^ (С.З).

Подставляя разложения (С.2) и (С.З) в уравнение (С.1), получим.

Отсюда, в силу ортогональности функций {uk}, имеем.

ак =^. (С.4).

Таким образом, выбирая в (С.З) коэффициенты ак, заданные выраже нием (С.4), можно построить решение исходной задачи (С.1). Тем самым.

доказана достаточность. В рассматриваемом в Главе 3 случае оператор

где F[^] задано в (3.13), является эрмитовым (самосопряженным) в тер минах скалярного произведения, введенного по правилу.

Нейтральные смеш-ения д^г (3.18) есть не что иное, как нули оператора.

(С.5). Применяя к нему теорему Фредгольма, получаем справедливость.

утверждения (3.26).