ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2011, том 37, № 5, с. 403-413
= ТОКАМАКИ
УДК 533.9.082
ПАРАМЕТРЫ ТУРБУЛЕНТНЫХ СТРУКТУР В ПЕРИФЕРИЙНОЙ ЗОНЕ ТОКАМАКА ФТ-2
© 2011 г. С. В. Шаталин*, Е. О. Векшина*, Ж. Висенте*, П. В. Важнов*, Л. А. Есипов**, С. И. Лашкул**, А. В. Сидоров**
* Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, Россия ** Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, С.-Петербург, Россия Поступила в редакцию 07.09.2010 г.
Окончательный вариант получен 26.10.2010 г.
Приведены результаты зондовых измерений в области SOL токамака ФТ-2 в экспериментах с дополнительным нижнегибридным нагревом, в ходе которого отмечается L-H-переход. Цель данной работы — получение сведений о параметрах турбулентных образований повышенной плотности (блобах). Измерения выполнены как на внешнем, так и на представляющем собой малоисследованную область внутреннем обводе тора. В пристеночной области обнаружены когерентные структуры с радиальной скоростью, направленной как к стенке камеры, так и к плазменному шнуру. Во всех случаях как до, так и после L-H-перехода преобладают блобы, движущиеся к стенке камеры. Экспериментально получены средние значения радиальной скорости блобов как для L, так и для H-мо-ды. Зависимости скорости радиального дрейфа от поперечного масштаба и плотности структуры в наибольшей степени соответствуют модели баллонных мод. Установлено, что среднее значение по-лоидальной скорости блобов в 4—5 раз больше их средней радиальной скорости. Результаты измерений на обеих сторонах тора свидетельствуют о наличии полоидальной поляризации внутри блоба. Дрейф такой поляризованной структуры в среднем направлен к стенке вакуумной камеры. L-H-пе-реход сопровождается уменьшением радиальной скорости. В то же время, на внешнем обводе в результате L-H-перехода заметно возрастает средняя плотность частиц внутри рассматриваемой структуры. Полученные зависимости радиальной скорости блоба от плотности заряженных частиц внутри структуры не содержат принципиальных противоречий с выводами модели баллонных мод.
1. ВВЕДЕНИЕ
Поперечный перенос частиц и энергии в граничной области (Scrape-off Layer, SOL) плазменных установок с магнитным удержанием имеет турбулентный характер и в значительной степени определяется конвективным движением вытянутых вдоль магнитного поля плазменных нитей повышенной плотности, обычно называемых блобами. Этот эффект оказывает большое влияние на характер взаимодействия плазма—стенка, а также на ситуацию в диверторной зоне, вследствие возникновения интенсивных потоков плазмы вдоль магнитного поля. Блобы могут наблюдаться, в частности, с помощью зондовых измерений с достаточным временным разрешением. Резкие выбросы — вспышки зондовых сигналов, связанных с плотностью и потенциалом плазмы, интерпретируются как свидетельство регистрации таких турбулентных структур.
Первая физическая модель динамики блоба на основе рассмотрения плазменной нити в отсутствие фоновой плазмы (в вакууме) была предложена в работах [1, 2] и затем существенно развита (см., например, современный обзор [3]). Она предполагает, что благодаря турбулентным процессам плазменная нить с большой плотностью
выбрасывается из основной плазмы вблизи последней замкнутой магнитной поверхности на внешнем обводе тороидальной конфигурации. В результате поляризации в неоднородном магнитном поле возникает дрейф частиц в скрещенных электрическом и магнитном полях (Е х В-дрейф), и такая структура движется по направлению к стенке камеры.
Скорость дрейфа зависит от величины электрического поля, которое, в свою очередь, определяется балансом поляризации и замыкающего электрического тока. При этом рассматриваются различные случаи замыкания токовой цепи. В частности, продольный электрический ток может замыкаться через приэлектродный слой у поверхности диафрагмы или диверторной пластины. При условии, что величина продольного тока не превышает значение ионного тока насыщения, радиальная скорость блоба определяется выражением [1]
Vb = cs
Ps
8,
\2
hn,
R nt
(1)
где а5 — скорость звука, р^. — ионный ларморов-ский радиус, Ъь — полоидальный размер блоба, — длина блоба вдоль силовой линии магнитно-
го поля, Я — большой радиус токамака, пь, п, — плотность плазмы внутри блоба и вблизи дивер-торной пластины соответственно.
Альтернативные схемы замыкания тока определяются приграничными неустойчивостями, такими как резистивная баллонная или идеальная баллонная. Физические детали этих режимов можно найти в [4, 5], а масштаб радиальной скорости блоба определяется выражением, одинаковым для обоих случаев
Vb = сс
8 bnb
V Rns У
(2)
где ns — плотность плазмы в SOL.
Влияние фоновой плазмы учитывалось также в работе [6], для случая, когда плотность продольного тока одного порядка или больше плотности ионного тока насыщения, протекающего через слой у поверхности диверторной пластины. Предполагается, что в режиме Н-моды при наличии ELM (Edge Localized Modes) активности это условие должно выполняться. Оценка скорости дрейфа блоба с учетом замыкания тока через фоновую плазму дает:
-,pi
Vb =
eBb b
(3)
где Те1 — электронная температура вблизи дивер-торной пластины
Цель настоящей работы — получение данных о параметрах турбулентных образований на тока-маке ФТ-2 в экспериментах с дополнительным нижнегибридным нагревом и Ь—Н-переходом с помощью зондовой диагностики. Особое внимание уделялось измерениям на внутреннем обводе тора. Эта область характеризуется скудностью имеющихся экспериментальных данных и отсутствием динамических моделей, объясняющих наблюдаемые явления. Получены оценки размеров и скорости радиального движения турбулентных образований на внутреннем и внешнем обводе тороидальной конфигурации и предпринята попытка сопоставления с теоретическими масштабными соотношениями.
2. ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА
Приводимые результаты получены на токама-ке ФТ-2 (большой радиус Я0 = 0.55 м, радиус по-лоидальной диафрагмы а = 0.079 м) в экспериментах с эффективным дополнительным нижнегибридным нагревом (НГН). Основные параметры разряда имеют следующие значения: ток по плазме /р1 = 22 кА, тороидальное магнитное поле В, = 2.2 Тл, длительность стационарной фазы около 50 мс. Старт разряда осуществляется через 15 мс после включения тороидального магнитного поля (момент включения В, считается началом
отсчета времени в каждом разряде). Импульс НГН (f = 920 МГц) длительностью 5 мс включается на 30 мс. Эффективный нагрев ионов в результате НГН приводит к улучшению удержания плазмы. В течение НГН наблюдается существенное изменение профилей плотности заряженных частиц (n), электронной и ионной температуры (T, T), возрастает энергосодержание плазмы и снижается интенсивность излучения нейтрального водорода (Нр). Значения Te, n и времени удержания энергии тЕ увеличиваются в результате НГН в 2—3 раза и сохраняются в постнагревной стадии, что свидетельствует об L-H-переходе [7]. Плотность заряженных частиц в области SOL составляет ~(3—6) х 1012 см-3, в то время как в основном объеме плазмы она возрастает в течение НГН от 3 х 1013 до 5 х 1013 см-3. В описываемых экспериментах вводимая мощность НГН вдвое превышала мощность омического нагрева (ОН), так что Риги ~ 180 кВт ~ 2Рон
Применяемая на установке ФТ-2 методика зондовых измерений [7-9] позволяет определять временную эволюцию локальных значений потенциала плазмы, плотности и температуры электронов, а также двумерную (в полоидальном сечении) плотность потока частиц, связанного с Е х В-дрейфом.
Конструкция и расположение подвижного пя-тиэлектродного зонда, используемого в экспериментах, приведены на рис. 1. Зонд расположен в нижней части полоидального сечения токамака и представляет собой комбинацию трех электродов, регистрирующих плавающий потенциал, и двух электродов, регистрирующих ионный ток насыщения. Конструкция вакуумного ввода обеспечивает возможность перемещения зонда (от выстрела к выстрелу) по полоидальному углу © и малому радиусу r. Расстояние между соседними молибденовыми электродами 2.1 мм, длина неизолированной части 1.5 мм, диаметр электрода 0.5 мм.
Для сравнительного анализа поведения флук-туаций периферийной плазмы на внутреннем и внешнем обводе тороидальной конфигурации большая часть зондовых измерений выполнялась при двух симметричных положениях зонда: © = 230° (внутренний обвод) и © = 310° (внешний обвод). Выбор значений полоидального угла определяется возможностью непосредственного определения двух составляющих (радиальной и полоидальной) дрейфового потока частиц. При этих значениях © три электрода расположены вдоль касательной к поперечному сечению плазменного шнура, и три электрода - в направлении малого радиуса (см. рис. 1). Средний электрод каждой тройки используется для измерения ионного тока насыщения, а два крайних - для регистрации плавающего потенциала. Пренебрегая
Рис. 1. Схема зондовых измерений в полоидальном сечении токамака ФТ-2. Слева — положение подвижного пяти-электродного зонда, справа — измерительная головка зонда. Ег и Е0 - компоненты электрического поля, измеряемые в процессе эксперимента, Гг и Г0 — компоненты плотности потоков частиц.
различием значений Те в точках расположения электродов (а также при условии малости флукту-аций Те по сравнению с флуктуациями потенциала плазмы), можно считать, что полоидальный и радиальный компоненты электрического поля определяются выражением:
Ek = -
ДМт) _Дф/
.и. « -ГХ/ , (4)
Ах Ах
где Aty — разность плавающих потенциалов, измеренных двумя электродами, расположенными вдоль направления k (электроды 1 и 3 или 5 и 3 на рис. 1), Лх — расстояние между этими электродами (~0.42 см). Одновременные измерения ионного тока насыщения электродами 2 и 4 позволяют найти как стационарные значения n, так и их флуктуационные составляющие n в соответствующих пространственных точках (по-прежнему, пренебрегая флуктуациями Te). Измеренные величины Ek и n определяют плотность потока частиц Г, обусловленного дрейфом в скрещенных полях E х B, в направлении, перпендикулярном k, т.е. плотность полоидального и радиального дрейфового потока Ге и Г, в соответствующих пространс
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.