ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2007, том 33, № 9, с. 771-781
= ТОКАМАКИ
УДК 539.9.082
АНОМАЛЬНЫЙ ПИНЧ В ТОКАМАКЕ Т-11М В РЕЖИМЕ ПОВЫШЕННОЙ СТОЛКНОВИТЕЛЬНОСТИ ПЛАЗМЫ
© 2007 г. В. Г. Петров, A. A. Петров, Э. А. Азизов, A. Г. Алексеев, В. Б. Лазарев, В. Г. Мережкин*, С. В. Мирнов
ГНЦ "Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований", Московская обл., Россия *РНЦ "Курчатовский институт", Институт ядерного синтеза, Москва, Россия
Поступила в редакцию 11.01.2006 г.
Окончательный вариант получен 18.12.2006 г.
На токамаке Т-11М (ВТ = 1 Тл, R/a = 0.7/0.2 м, Ip = 100 кА, < 300 мс, Li и С-лимитеры) в режиме столкновительности, близком к "плато" (параметр столкновительности на половине малого радиуса V* = 0.5 и выше), в условиях Li-эксперимента при подавленном водородном рециклинге и интенсивном напуске водорода с периферии шнура, обнаружено формирование острого колоколообраз-ного профиля плотности электронов ne(r). Известно, что обострение ne(r) наблюдают в бесстолкно-вительной плазме при снижении V* до уровня 10-1-10-2, либо в разрядах с примесями, где это явление можно было бы объяснить их концентрацией к оси шнура. Кроме того, колоколообразный профиль ne(r) в разрядах с низкими ne мог бы стать следствием ионизации в центре шнура водородных атомов, проникших туда с периферии путем каскадной перезарядки. В отличие от указанных случаев на Т-11М обострение профиля ne(r) наблюдалось при относительно высоких ne(0) и при сравнительно высоких частотах столкновений в условиях квазистационарного литиевого эксперимента, когда влиянием примесей на распределение ne(r) можно было бы пренебречь (Zeff = 1.1 ± 0.1). Для объяснения этого явления приходится привлечь предположение об аномальном пинчевании на Т-11М ионов водорода. Нижняя оценка скорости наблюдаемого пинчевания дает 4 ± 1 м/с, что в 3-5 раз выше скорости возможного в этих условиях неоклассического (Ware) пинча. Работа посвящена экспериментальному исследованию этого явления.
PACS: 52.25.Fi, 52.55.Fa
1. ВВЕДЕНИЕ
Известно, что типичные профили плотности электронов пе(г) в токамаках с омическим нагревом имеют форму колоколообразного распределения с максимумом в центре, в то время как первичные источники электронов - напуск водорода и его возвращение со стенок обратно в разряд (рециклинг) - локализованы на периферии плазменного шнура. Характерные длины ионизации поступающих в разряд холодных нейтральных атомов водорода (нейтралы Франка - Кондона с энергией 1-2 эВ), и длины их перезарядки на горячих ионах плазмы обычно много меньше малого радиуса плазменного шнура. Если учесть, что результирующая глубина проникновения атомов водорода в шнур не должна превышать их среднеквадратичного пробега до перезарядки и ионизации, следует заключить, что область локализации источника водородных ионов, поддерживающих квазистационарное распределение пе(т), должна располагаться вблизи границы шнура (в случае Т-11М - 3-5 см). Заметим, что, как показали измерения [1], почти все интегральное свечение лития и водорода (и соответственно, их ионизация) локализованы в том же слое толщиной 4-5 см. В таком случае формирование колоколообразного
профиля пе(г) возможно лишь при условии существования направленного конвективного потока ионов с периферии в центр (пинчевание), либо при условии существования какого-то другого источника ионов в центре шнура.
Обычно парадокс пинчевания пытались разрешить, предполагая, что происходит или накопление примесей в центральной области плазменного шнура с последующей их полной ионизацией, или развитие неоклассического пинча. Однако в ряде экспериментов [2-5], когда влиянием примесей можно было пренебречь, скорость движения плазменного вещества к центру, необходимая для объяснения наблюдаемых колоколообразных профилей плотности пе(г), оказывалась в несколько раз выше, чем возможная скорость неоклассического пинчевания. Эффект обычно усугублялся по мере уменьшения частоты столкновений. В бесстолкновительной области, где эффективный параметр столкновительности V* = = Vei/vdr = 10-1-10-2 ^ - частота электрон-ионных столкновений, а Vdr - характерная частота обхода банановой траектории), это явление получило название аномального пинч-эффекта [2].
В экспериментах с Li-лимитером на токамаке Т-11М (ВТ = 1 Т, Я/а = 0.7/0.2 м, 1р = 100 кА,
< 300 мс) [6] эффективный параметр столкно-вительности V* был относительно высок от 0.5 и выше (режим, близкий к "плато"). При этом Zeff было равно 1.1 ± 0.1, и влияние примесей на формирование профиля плотности можно было исключить. В этих условиях, однако, оказалось, что по мере роста плотности пе и V* происходит формирование четко выраженного колоколообраз-ного профиля пе(г). Это явление заставляет сделать предположение о конвективном движении (пинчевании) заряженных частиц плазмы к центру. Нижняя оценка необходимой скорости пин-чевания дала значение масштаба 4 ± 1 м/с, что в 3-5 раз выше возможной скорости неоклассического пинчевания в условиях Т-11М. Анализ этого явления стал целью настоящей работы. В разд. 2 описаны условия эксперимента на токамаке Т-11М, в частности, наиболее важная часть -определение профиля электронной плотности. Раздел 3 посвящен обсуждению полученных результатов.
2. ЭКСПЕРИМЕНТЫ
2.1. Особенности экспериментов с низким водородным рециклингом
Главной отличительной особенностью проведенных нами экспериментов на токамаке Т-11М от аналогичных экспериментов на других токама-ках было использование наряду с обычным графитовым литиевого лимитера [6]. Покрытие литием стенок разрядной камеры позволило обеспечить работу Т-11М в условиях рекордно низкого рециклинга водорода. Отключая в таких условиях его напуск, который осуществлялся с помощью импульсных клапанов, мы получили возможность сделать наиболее точную верхнюю оценку времени жизни ионов в плазме токамака тр. Кроме того, конструкция литиевого лимитера, снабженного молибденовым аккумулятором тепла, дала возможность получить квазистационарный режим разряда с чистой водородной плазмой [6]. При этом основные параметры плазмы оставались почти постоянными в течение временного интервала, в несколько раз превышающего энергетическое время жизни тЕ (а также времени удержания частиц тр, приблизительно равного 20 мс, как будет показано позже). Один из таких разрядов представлен на рис. 1, где показано временное поведение тока плазмы 1р, напряжения по обходу ир, суммарных радиационных потерь из центра плазмы Ргай, средней электронной плотности Ые, температуры лимитера Тш, параметра Zeff(0)/q(0) и температуры электронов в центре шнура Те(0). Наиболее важная особенность этих режимов разряда - постоянство параметра Zeff(0)/q(0) ~ 1, который был вычислен в предположении спитцеровской электропроводности на основе измерений: Те(0) методом фольг по интен-
сивности мягкого рентгеновского излучения (SXR) и напряжения на обходе ир. Если мы предположим, опираясь на поведение пилообразных колебаний, что д(0) примерно равно 1, то Zeff(0) также должно быть близко к 1, что свидетельствует об относительной чистоте плазмы в центральной области плазменного шнура.
Низкий уровень рециклинга водорода - общая черта всех разрядов с Li-лимитером и с первой стенкой, покрытой литием. Главная причина уменьшения рециклинга - эффективное поглощение водородных изотопов D+ и Н+ литием, напыленным в ходе работы на стенки камеры. Как следствие низкого водородного рециклинга возникла необходимость существенного (в несколько раз) увеличения напуска водорода в ходе разряда. В итоге, интегральное количество напущенного водорода в пересчете на атомы примерно в 5 раз превосходило число ионов в плазменном шнуре. То есть, за время активной фазы разряда (100-150 мс) происходила примерно пятикратная замена ионов водорода в горячей зоне шнура. Если напуск водорода отключить, плазма распадалась с характерным временем масштаба 20-30 мс, что согласуется с этой интегральной оценкой. Пример поведения средней плотности плазмы для одного из таких случаев приведен на рис. 2. Отчетливо видны основные фазы формирования плазменного шнура в условиях пониженного рециклинга: объемная ионизация с быстрым распадом средней плотности Ые(0 в начальной стадии нарастания тока, ее подъем в ходе импульсного напуска водорода и экспоненциальный распад после выключения напуска с характерным временем т* масштаба 20-30 мс. Первый быстрый распад средней плотности N0 использовался в ходе экспериментов как индикатор сорбционной способности стенок камеры и лимитера.
Материальный баланс заряженных частиц в шнуре, как известно, может быть записан в простом виде:
dNtr
= Г;„ -
N
(1)
где N^(0 - полное число электронов в шнуре, тр -их среднее время жизни в плазме, а Г;п - суммарный поток заряженных частиц в плазму в пересчете на электроны. В нашем случае он состоял в основном из потока напускаемого в плазму водорода (дейтерия) - Гно, обратного потока водорода (дейтерия) со стенок и лимитера (рециклинга) -Гк = у^(/тр, а также из потока электронов в горячую зону шнура, связанного с возможным поступлением туда лития с лимитера и стенок - Ги. Очевидно, что в условиях, когда Zeff(0) ~ 1, поток Ги в центр шнура должен быть пренебрежимо мал по сравнению с Гно + Гк. Он мал также и по сравне-
р
90
С
* 60
30
4 2
РР
0
^—(
N
30 20 10
3 2 1
300 200
100
2
600
РР
400
200
4
(а)
(б)
(в)
(г)
(д)
(е)
(ж)
ПА Л
50
100
150
200
г, мс
Рис. 1. Временное поведение тока плазмы 1р (а); напряжения по обходу Цр (б); суммарных радиационных потерь из плазмы Рга( (1 - из всего объема, в кВт/м3, 2 - из центральной области шнура г < а/2, в отн. ед.) (в); средней электронной плотности Ые (г); температуры лимитера Тцт (д); параметра 2^(0)/д(0) (е) и температуры электронов Те(0) (ж) в разряде № 17931.
1
2
1
1р, кА N0 отн. ед.
0 40 80 120 160 г, мс
Рис. 2. Временное поведение тока плазмы 1р, средней электронной плотности Ые в разряде № 20009. ФИЗИКА ПЛАЗМЫ том 33 № 9 2007
нию с потоком Гк, поскольку без газонапуска (Гно = 0, Zeff(0) ~ 1) происходит быстрый распад плотности, что означает выполнение неравенства Гк < Гно. Тогда ура
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.