Содержание к диссертации
Введение
2. Мелкомасштабные неустойчивости в плазме токамака 12
2.1. Турбулентность и аномальный перенос в плазме токамака 12
2.2. Дрейфовые неустойчивости: предсказания линейной теории 15
2.2.1. Ионная температурная градиентная мода 17
2.2.2. Моды, возбуждаемые примесями 20
2.2.3. Диссипативная неустойчивость на запертых электронах 20
2.2.4. Электронная температурная градиентная мода 22
2.3. Дрейфовые неустойчивости: предсказания нелинейной теории 23
2.3.1. Формирование протяженных радиальных структур 24
2.3.2. Стохастические потоки плазмы при развитой турбулентности 25
2.4. Другие неустойчивости, приводящие к переносу в токамаке 28
2.4.1. Магнитогидродинамические неустойчивости 28
2.4.2. Резистивная баллонная мода 30
2.4.3. Мелкомасштабные разрывные неустойчивости 31
2.5. Глобальные подходы при исследовании турбулентности 33
2.6. Данные экспериментальных исследований мелкомасштабной турбулентности 34
3. Глобальные характеристики мелкомасштабных флуктуации плотности 43
3.1. Установка Т-10. Диагностический комплекс установки 43
3.2. Спектральный состав турбулентности в различных областях плазменного шнура 47
3.2.1. Периферийные стохастические низкочастотные колебания 52
3.2.2. Широкополосные колебания 54
3.2.3. Квазикогерентные колебания 58
3.2.4. Центральные низкочастотные колебания 66
3.2.5. Колебания в области частот 15-30 кГц 66
4. Характеристики турбулентности в квазистационарных режимах 77
4.1. Вращение турбулентности в различных режимах 77
4.2. Сравнение характеристик турбулентности в омических режимах с различным профилем электронной плотности 81
4.3. Зависимость амплитуды и спектрального состава турбулентности от плотности плазмы в омических и ЭЦРН разрядах 90
5. Особенности характеристик турбулентности в различных режимах 96
5.1. Поведение турбулентности в периферийном транспортном барьере 97
5.1.1. Поведение турбулентности при спонтанном возникновении ПТБ. 97
5.1.2. Характеристики флуктуации плотности в режиме с ПТБ, инициированном инжекцией дейтериевой микрочастицы 106
5.2. Поведение турбулентности во внутреннем транспортном барьере 110
5.3. Поведение турбулентности в быстрых процессах 124
5.3.1. Турбулентность на начальной стадии ЭЦР нагрева 124
5.3.2. Изменение свойств флуктуации плотности при быстром охлаждении периферии 127
6. Заключение 129
Литература
- Дрейфовые неустойчивости: предсказания линейной теории
- Периферийные стохастические низкочастотные колебания
- Сравнение характеристик турбулентности в омических режимах с различным профилем электронной плотности
- Характеристики флуктуации плотности в режиме с ПТБ, инициированном инжекцией дейтериевой микрочастицы
Введение к работе
I. . Актуальность работы.
Понимание механизмов переноса частиц и энергии в плазме является важным этапом на пути увеличения времени удержания плазмы в термоядерных установках Экспериментально показано, чго в установках типа «токамак» коэффициенты переноса значительно превышают значения, предсказываемые неоклассической теорией переноса. Предполагается, что причиной наблюдаемой аномальной диффузии является развитие в плазме токамака мелкомасштабных неустойчивостей [1]. Возникающие при этом стохастические электрические и магнитные поля приводят к повышенному уходу частиц поперек магнитных поверхностей и уменьшению времени жизни. Хотя данная гипотеза была высказана на заре термоядерных исследований, прогресс в понимании природы турбулентности наметился лишь недавно.
В настоящий момент исследования турбулентности плазмы подошли к тому рубежу, когда можно проводить сравнение измеряемых в эксперименте характеристик турбулентности и предсказаний теории. Такое сравнение может ответить на вопрос, какие именно неустойчивости ответственны за формирования наблюдаемого спектра колебаний, и как свойства этих флуктуации связаны с характеристиками переноса.
Данная работа посвящена идентификации неустойчивостей, ответственных за формирование спектра турбулентности, наблюдаемого с помощью корреляционного рефлектометра (КР) [2] и исследованию характеристик флуктуации плотности электронов в различных режимах.
Цели работы.
-
Идентификация физических механизмов, приводящих к формированию наблюдаемого спектра флуктуации плотности электронов.
-
Сравнение характеристик турбулентности в различных режимах работы
установки токамак Т-10, в том числе режимах с дополнительным нагревом.
РОС. НАЦИОНАЛЬНА* І
БИБЛИОТЕКА }
СПе*ер0ш?У/ ,
^ 08 TOfo^T/ ,
3. Исследование поведения турбуленгности в режимах с улучшенным удержанием.
На защиту выносятся следующие, содержащие научную новизну, <
результаты.
-
Впервые, на основе комплексного и детального анализа мелкомасштабных флуктуации плотности, идентифицированы типы неустойчивостей и определены области их существования.
-
Идентифицированы нелинейные механизмы, приводящие к формированию наблюдаемого спектра мелкомасштабных флуктуации.
-
Впервые проведены исследования амплитуды и спектрального состава турбулентности со стороны сильного магнитного поля. Показано значительное уменьшение амплитуды турбулентности со стороны сильного магнитного поля.
-
Получены экспериментальные доказательства уменьшения амплитуды и корреляционных длин турбулентности в периферийном и внутреннем транспортных барьерах. Показано, что в транспортных барьерах нарушается радиальное взаимодействие мод.
Практическая значимость работы.
1. Полученные результаты важны как с точки зрения подтверждения теоретических представлений об аномальном переносе в токамаке, так и для дальнейшего развития теории. Получены экспериментальные свидетельства, что в формировании спектра турбулентности в горячей части шнура главную роль играют ионно-температурно-градиентная мода (ИТГМ) и диссипативная мода на запертых электронах (ДМЗЭ) [3]. Обнаруженные в эксперименте и не предсказываемые теорией свойства геодезической акустической моды (ГАМ) [4], такие как существование максимальной плотности, при которой эти колебания видны в спектре сигнала КР, наличие магнитной компоненты и локализация вблизи рациональных магнитных поверхностей, могут стать важным аспектом для понимания физики турбулентности. Результаты
представляют научный и практический интерес с точки зрения понимания физики аномального переноса плазмы и осуществления его контроля для получения режимов с улучшенным удержанием в ИТЭР.
-
Полученные данные позволяют провести прямое сравнение характеристик флуктуации плотности, как с теоретическими предсказаниями, так и результатами моделирования турбулентности различными кодами. Такое сравнение позволит провести проверку кодов и способствовать дальнейшему развитию теоретических представлений о турбулентности в токамаке. Эти работы являются реализацией одной из первоочередных задач, определенных в рамках Международной комиссии по исследованию физики токамака (ITPA).
-
Полученные свидетельства возможности формирования внутреннего транспортного барьера (ВТБ) за счет уменьшения плотности рациональных магнитных поверхностей в области малого шира позволят оптимизировать дальнейшие эксперименты по получению режимов с улучшенным удержанием.
Апробация работы.
Результаты, изложенные в работе, были представлены на 16, 17, 18, 19 и 20 Международных конференциях по термоядерной энергетике (1996-2004), на 24, 25, 26, 27, 28, 30, 31 Европейских конференциях по управляемому синтезу и физике плазмы (1997-2004) и на 29,30,31,32,33 Всероссийских конференциях по физике плазмы (Звенигород, 2000-2005). Результаты исследований неоднократно докладывались на научных семинарах ИЯС РНЦ «Курчатовский Институт».
Публикации.
По материалам диссертации опубликовано 15 научных работ, в том числе 8 в реферируемых журналах. Список работ приведен в конце автореферата.
Структура и объем диссертации.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, двух приложений и списка часто встречающихся обозначений и сокращений.
Диссертация содержит 114 страниц печатного текста, 63 рисунка и 1 таблицу. Список литературы включает 168 наименований.
Дрейфовые неустойчивости: предсказания линейной теории
Анализ наиболее универсальных свойств можно найти в классической книге Л.А. Арцимовича и Р.З. Сагдеева [22]. Основная причина этих иеустойчивостей, связана с тем, что при возникновении возмущения концентрация электронов быстро выравнивается за счет перетекания вдоль силовой линии, в то время как для ионов важен инерционный член. Это приводит к возникновению результирующего электрического поля, которое ведет к преимущественному движению поперек магнитной поверхности. Было показано, что дрейфовые волны существуют при выполнении условия: VTeyJme/mi v/kll VTe где vTe - тепловая скорость электронов. Верхняя граница связана с тем, что при высокой скорости начинает играть роль инерция электронов. При низких же скоростях начинается эффективный обмен волны с ионами, что приводит к возбуждению ионно-звуковых колебаний. Из приведенного соотношения следует, что КІК РіІк (2.2-1), где pi - ионной ларморовский радиус. В сильном магнитном поле всегда pt/a g.l, поэтому возмущения в дрейфовых колебания должны быть сильно вытянуты вдоль магнитного поля.
Если возмущение распространяется вдоль силовой линии, то при слабой тороидальное радиальный размер моды составляет Дг pjs, где: _r dq q dr величина магнитного шира, q - запас устойчивости. Таким образом, при наличии шира дрейфовая волна с индексами тип будет расположена в узкой области вблизи магнитной поверхности, на которой шаг возмущения совпадает с шагом магнитной силовой линии.
Следует отметить, что дрейфовые неустойчивости, возбуждаемые при наличии только градиента электронной плотности (называемые иногда универсальными неустоичивостями) не могут приводить к переносу плазмы поперек магнитных поверхностей. Учет трения между электронами и ионами приводит к появлению в дисперсионном уравнении мнимых корней. Максимальный инкремент нарастания реализуется, когда дрейфовая частота возмущений cod сравнивается с частотой cos = (кп / к1)ща ете!, где теі - частота электрон-ионных столкновений. Такая неустойчивость, называемая дрейфово-диссипативной неустойчивостью реализуется в основном в плазме холодного газового разряда или в условиях ионосферы. В условиях токамака, рост теі приводит к росту cos, что уменьшает инкременты неустойчивости. Такое же влияние оказывает магнитный шир, увеличивающий эффективную длину к . В высокотемпературной плазме возможно развитие бесстолкновительного аналога дрейфово-диссипативной неустойчивости, где диссипация происходит за счет затухания Ландау. Оказывается, что такая неустойчивость не зависит от деталей конфигурации плазмы, поэтому ее также называют универсальной. В условиях современных установок с широм инкременты нарастания этой неустойчивости малы. Наиболее опасными для токамака считаются неустойчивости, возникающие на градиенте температуры.
Ионная температурная градиентная мода
Впервые существование ионной температурной градиентой моды1 (ИТГМ) было показано в работе Л.И. Рудакова и Р.З. Сагдеева [28]. Дестабилизация этого типа неустойчивости связана с тем, что при возникновении возмущения плотность электронов успевает распределиться по Больцману, а в плотности ионов появляется нетепловая надбавка. Развитие неустойчивости происходит, когда характерный масштаб изменения температуры становится меньше масштаба изменения плотности. Соотношение этих масштабов принято характеризовать величиной п, определяемой как: Пшл =L«/LTeJ =d\nTe.ld\nn (2.2-2), где ТЄіі - электронная и ионная температуры соответственно. Неустойчивость развивается, когда величина этого параметра для ионов превышает некоторое пороговое значение //, 2/3. Б. Коппи и др. обобщили полученные результаты на случай слабой тороидальное и шира [29]. Позднее, однако, было показано, что в тороидальных системах основным дестабилизирующим фактором, который приводит к развитию ИТГМ, является неблагоприятная кривизна магнитного поля на наружной части тора [30].
Так как исследование полной системы уравнений сопряжено со значительными трудностями, то дальнейшие усилия были направлены на анализ некоторых предельных случаев как аналитически, так и с использованием численных расчетов [31].
Периферийные стохастические низкочастотные колебания
. Типичные Фурье спектры сигналов корреляционного при полоидальных корреляционных измерениях. Случай I (левый столбец) соответствует отражению в центральной области плазменного шнура, случай II (средний столбец) - отражению от периферийной зоны шнура, случай III (средний столбец) - отражению в задиафрагменной области, приведенный малый радиус точки отражения р - г/а указан в каждом случае над соответствующим Фурье спектром. Для каждого случая приведены Фурье спектры сигнала (а), полоидальной кросс-фазы (б) и когерентности (в). Затененные участки на спектрах сигналов (а) соответствуют широкополосным колебаниям колебания. Различные наклоны на графиках кросс-фазы соответствуют различным направлениям вращения флуктуации. Заштрихованные участки на спектрах когерентности показывают уровень достоверности. верхний ряд), полоидальной кросс-фазы (б, средний ряд) и полоидальной когерентности (в, нижный ряд) были получены в трех областях плазменного шнура - «центральной» (I, слева, точка отражения соответствует приведенному малому радиусу р = г/а = 0,68), «периферийной» (И, в центре, р — 0,97) и «задиафрагменной» (III, справа, р = 1,04). На спектрах четко видно различие в спектрах флуктуации в горячей области шнура в задиафрагменной области.
Измерения, проведенные на Т-10, показали, что центральная турбулентность имеет сложную структуру [14, 18, 117]. Спектр флуктуации в этой области состоит из неструктурированного фона, создаваемого Широкополосными (ШП) колебаниями (заштрихованная область на рисунке 3.2-1). Низкочастотные и Высокочастотные КвазиКогерентные (НЧ и ВЧ КК) колебания видны на спектре как пики в области частот 50-120 кГц (НЧ КК) и 150-250 кГц (ВЧ КК). В области низких частот (до 50 кГц) существует пик Центральных Низкочастотных (ЦНЧ) колебаний. Кроме этого, в некоторых случаях в спектре центральной турбулентности наблюдаются также специфические колебания с частотами 15-30 кГц, не показанные на рисунке. Свойства этого типа колебаний будут подробно описаны в разделе 3.2.5. В периферийной области существуют те же типы колебаний, что и в центральной области, за исключением ВЧ КК колебаний. Следует особо отметить, что подобное деление спектра на отдельные колебания является чисто феноменологическим и не отражает сути происходящих в плазме токамака процессов. В условиях квизистационарной (а значит сильной) турбулентности различные колебания должны взаимодействовать между собой и имеет смысл говорить о различных механизмах, формирующих наблюдаемый спектр колебаний. В дальнейшем мы подробно остановимся на физических механизмах возникновения отдельных типов колебаний.
Спектр флуктуации в задиафрагменной области резко отличается от спектра в центральной части шнура. В нем присутствует только один пик, соответствующий Периферийным Стохастическим Низкочастотным (ПСНЧ) колебаниям. Еще одним отличием является направление вращения турбулентности. В центральных областях флуктуации вращаются в сторону электронного диамагнитного дрейфа, В задиафрагменной области эта скорость направлена в сторону ионного диамагнитного дрейфа. Таким образом, должна существовать область, в которой скорость флуктуации меняет знак - зона шира скорости.
Подробные изучение параметров флуктуации в этой области были проведены в экспериментах на Т-10 с помощью КР и МЗЛ [115], Измерения были проведены в режиме с омическим нагревом при 1р - 290 кА, Вт— 2,4 Т и пе = 3,9x10 м" . На радиальном профиле скорости флуктуации, измеренных с помощью обоих диагностик, четко виден резкий градиент скорости полоидального вращения вблизи положения рельсовой диафрагмы (рисунок 3.2-2, а). Показано, что радиальное электрическое поле Еп рассчитанное по данным МЛЗ, меняет знак вблизи диафрагмы (рисунок 3.2-2, б) и определяет формирование области резкого изменения параметров плазмы. Изменение направления поля Ег в этом случае может объясняться резким изменением баланса электронов и ионов. В области замкнутых магнитных поверхностей превалируют потери ионов за счет более высокого переноса поперек магнитных поверхностей. В задиафрагменной области потери электронов превышают ионные за счет быстрого ухода электрона на диафрагму вдоль силовых линий магнитного поля. Радиальное положение максимального градиента электрического поля и полоидального вращения совпадает с областью минимума радиальных и полоидальных корреляционных длин флуктуации (рисунок 3.2-2, в).
Поскольку зона резкого измерения параметров флуктуации плазмы связана с изменением скорости вращения, ее часто называют зоной шира скорости. В разрядах с омическим нагревом положение этой зоны связано, в основном, с топологией магнитных поверхностей и определяемыми этой топологией потерями. Однако в энергетически напряженных разрядах положение этой зоны может измениться, если баланс электронов и ионов претерпит существенные изменения, например в разрядах с ЭЦР нагревом.
Сравнение характеристик турбулентности в омических режимах с различным профилем электронной плотности
Важные данные о свойствах турбулентности могут быть получены путем сопоставления характеристик турбулентности в разрядах с одинаковыми глобальными параметрами и отличающимися локальными характеристиками [9, 10, 18]. Одним из примеров является наблюдавшийся на установке Т-10 переход разряда из S - режима в В - режим. S - режим характеризуется широким профилем электронной плотности и профилем примесей, подобным профилю плотности, а В - режим - пикированным профилем плотности и профилем примесей, пикированным сильнее профиля плотности [131]. Было показано, что при переходе от S к В-режиму время жизни многозарядных примесей возрастает в 2-3 раза. Моделирование показало, что коэффициенты диффузии многозарядных примесей и основной компоненты плазмы уменьшаются с величины порядка 0,2 м /с в S - режиме до 0,08 в В - режиме. С точки зрения временной эволюции температуры и плотности электронов и поведения многозарядных примесей, рассматриваемые режимы близки к SOC и ЮС режимам, наблюдавшимся на установке ASDEX [132].
Измерение характеристик турбулентности было проведено в режиме с 1Р=200 кА, Вт= 2,35 Т, пе = 3,5х1019 м-3 со следующим сценарием. Плотность в S - режиме разряда увеличивалась до значения, близкого к критическому, после чего происходило резкое отключение газонапуска и переход к В - режиму. Временные осциллограммы основных параметров разряда приведены на рисунке 4.2-1. Видно, что после отключения газонапуска на 395 мс разряда полный приток нейтралов в камеру, определенный по интенсивности свечению линии Da резко уменьшается (рисунок 4.2-1, д). Переход в В-режим сопровождается накоплением примесей в центральной части плазменного шнура, проявляющееся как увеличение интенсивности мягкого рентгеновского излучения (рисунок 4.2-1, б). Помимо накопления примесей виден также слабый рост средней плотности (рисунок 4.2-1, в).
При S-B переходе существенные изменения претерпевают также профили основных параметров плазмы (рисунок 4.2-2). Наиболее существенно изменение профиля электронной плотности, который меняется от уплощенного в S - режиме к пикированному в В - режиме (рисунок 4.2-2, П-а). В тоже время профили электронной и ионной температуры в целом меняются подобным образом с некоторой тенденцией к пикированию (рисунок 4.2-2, П-б, в).
Первые попытки изучения турбулентности в рассматриваемом режиме на Т-10 были сделаны в 1996 году, однако из-за высокой плотности плазмы измерения были проведены во внешних (р 0.6) областях шнура. Основные результаты были получены в 1999-2002 годах [10, 14] с введением в строй корреляционного рефлектометра с диапазоном рабочих частот 53-78 ГГц, которые позволили проводить измерения в центральной области плазменного шнура. Спектры турбулентности со стороны сильного и слабого поля в градиентной области плазменного шнура показаны на рисунке 4.2-3. Видно, что в S режиме (ті) в спектре турбулентности присутствуют в основном ШП колебания, а амплитуда КК колебаний мала. После отключения клапана и начала перехода в В режим контрастность КК колебаний в спектре возрастает. При этом наблюдаются как пик НЧ КК, так и пик ВЧ КК колебаний (). После завершения перестройки профилей на радиусе наблюдения остается только пик ВЧ КК колебаний (гз), видимый как на стороне слабого, так и на стороне сильного магнитного поля.
Измерения спектральных характеристик турбулентности при различной зондирующей частоте рефлектометра в серии воспроизводящихся разрядов позволила восстановить профиль относительной амплитуды НЧ и ВЧ КК колебаний в S и В режимах. Амплитуда колебаний нормировалась таким образом, чтобы полученная величина была пропорциональна истинному возмущению плотности КК колебаниями. Полученные профили амплитуды КК колебаний со стороны слабого магнитного поля представлены на рисунке 4.2-4. В S режиме НЧ КК колебания превалируют по всему плазменному шнуру (рисунок 4.2-4, 1-6) и их амплитуда увеличивается в области существования значительных потоков частиц на периферии шнура. Амплитуда ВЧ КК колебаний сравнивается с НЧ КК только в градиентной области плазменного шнура. В В - режиме потоки частиц в градиентной зоне значительно уменьшаются. При этом в широкой области 0,3 р 0,7 амплитуда ВЧ КК колебаний существенно превосходит амплитуду НЧ КК. В области вблизи р 0,5 НЧ КК колебаний отсутствуют (рисунок 4.2-4, П-б). Такое поведение КК колебаний может быть объяснено с позиций локальной теории турбулентности. Рассчитанные радиальные зависимости инкрементов нарастания ИТГ и ДМЗЭ неустойчивостей в S и В режимах приведены на рисунках 4.2-4, 1-а и Н-а соответственно. Видно, что амплитуда ВЧ КК колебаний максимальна в области, соответствующей области максимального инкремента ДМЗЭ в средней части плазменного шнура. Это связано с тем, что в этой области фракция запертых электронов максимальна. Рассчитанный инкремент ИТГ неустойчивости не имеет особенностей. Заметим, что если в S-режиме инкременты нарастания ИТГ и ДНЗЭ сравнимы, то в В-режиме инкремент нарастания ДМЗЭ существенно выше. Это может приводить к преимущественному развитию ВЧ КК колебаний. Наблюдаемая картина хорошо согласуется с расчетами, выполненными Дж.Е. Кинси [121] для модельных профилей температуры и плотности. Случай S режима при этом соответствует случаю профиля плотности, более широкого или сравнимого с профилем температуры (рисунок 3.2-10, а, б), а случай В режима - профилю температуры, более широкому, чем профиль плотности (рисунок 3.2-10 в). Таким образом, поведение НЧ и ВЧ КК колебаний в режиме с S-B переходом подтверждает гипотезу о том, что наблюдаемые колебания вызываются ИТГ и ДМЗЭ неустойчивостями.
Первое объяснение поведения примесей в В режиме было основано на аккумуляции примесей в центре шнура, предсказываемой неоклассической теорией. Однако моделирование показало, что неоклассические коэффициенты переноса не позволяют описать динамику примесей при переходе в В режим.
Внимательный анализ показал, что проникновение примеси в центр шнура носит характер волны.
Попытки анализа физических причин, лежащих в основе этого явления, с помощью КР в известной мере затруднены из-за того, что длительность переходной стадии ограничена, а положение точки отражения может сильно изменяться со временем. Однако зондирование плазмы на различных частотах в серии воспроизводящихся разрядов позволяет дать важные сведения о физике турбулентности. Интерес к этой стадии разряда был во многом продиктован сложным поведением амплитуды КК колебаний (рисунок 4.2-3). На рисунке 4.2-5 показан временной ход амплитуды ШП и КК колебаний при зондировании плазмы на трех различных частотах (соответствующая плотность в отсечке для каждой частоты приведена на рисунке). Видно, после отключения газонапуска амплитуда ШП колебаний уменьшается до некоторой минимальной величины, затем возрастает. Амплитуда КК колебаний начинает увеличиваться после отключения газонапуска, но уменьшается при проходе амплитудой ШП колебаний минимального значения. В В-режиме наблюдаются КК колебания с высокой амплитудой. Распространение минимума ШП колебаний (и момента отсутствия КК колебаний) имеет характер волны, распространяющейся с периферии плазменного шнура (соответствует минимальной плотности в точке отражения на рисунке 4.2-5, в) к центру (рисунок 4.2-5, а). Изучение особенностей эволюции электронной плотности и поведения многозарядных примесей, показало, что на начальной стадии S-B перехода на периферии плазменного шнура формируется область локального уменьшения коэффициента диффузии, которая движется к центру шнура со скоростью порядка 2 м/с [10].
Характеристики флуктуации плотности в режиме с ПТБ, инициированном инжекцией дейтериевой микрочастицы
В отличие от рассмотренного выше режима, когда самопроизвольное возникновение ПТБ происходило при низких значениях электронной плотности, в режиме с инжекцией микрочастицы формирование ПТБ происходило при высокой плотности. Основные параметры разряда в исследуемом режиме составляли 1Р= 300 кА, Вт =2,42 Т и плотностью до влета пеллеты «е=4х10 м" . Временные осциллограммы некоторых параметров разряда показаны на рисунке 5.1-8. После выхода тока и плотности на стационар, плазма нагревалась на второй гармонике ЭЦР, полная вводимая мощность составляла порядка 1,5 МВт. Через 50 мс после начала нагрева в плазму инжектировалась дейтериевая пеллета, что приводило к резкому росту интенсивности свечения линий дейтерия и электронной плотности в разряде и одновременно падению электронной температуры. После окончания переходных процессов энергосодержание плазмы возрастало сильнее, чем это предсказывается скейлингом L-моды для Т-10. Как было показано Ю.Д. Павловым, характерные времена удержания в полученном режиме близки к временам удержания в Н-моде.
Подтверждение существования ПТБ в исследуемом режиме было получено при анализе профиля электронной плотности. Подробные измерения профиля были проведены В.А. Журавлевым с помощью рефлектометра с
Поведение основных параметров плазмы в релсиме с формированием периферийного транспортного барьера при инжекции микрочастицы D2. Параметры разряда 1р=300кА, ВТ= 2,42 Т, пе - 4 1019 м 3. На рисунке приведен ход во времени средней электронной плотности (а), интенсивности свечения линии Da на рельсовой диафрагме (б) и стенке вакуумной камеры (в), потока нейтронов (г) и электронной температуры в центре шнура (д). ЭЦР нагрев показан затененным прямоугольником, момент влета микрочастицы показан красной вертикальной линией. 108 амплитудной модуляцией. Поведение профиля электронной плотности во времени, полученное после восстановления данных, показано на рисунке 5.1-9. Видно, что после влета пеллеты (момент влета показан стрелкой) градиент плотности на периферии резко увеличивается. Такое поведение при росте энергосодержания в шнуре является убедительным доказательством существования ПТБ.
Измерения спектральных характеристик возмущений плотности были проведены на радиусе р 0,92, что примерно соответствует середине ПТБ [12]. Спектрограммы сигнала и полоидальной когерентности показаны на рисунке 5.1-10. Видно, что начало ЭЦРН не приводит к существенному изменению спектра сигнала и когерентности, хотя контрастность пиков КК колебаний уменьшается. Резкие изменения происходят после инжекции пеллеты. При этом спектр флуктуации резко обостряется, а полоидальная когерентность уменьшается до нуля. Как мы уже видели выше, такие изменения характерны для режима с ПТБ. Уменьшение амплитуды флуктуации вкупе с уменьшением их размеров является основной причиной уменьшения транспорта в барьере.
Таким образом, рассмотрение поведения мелкомасштабных флуктуации плотности в режиме с ПТБ позволяет сделать вывод о том, что существует два основных механизма, приводящие к уменьшению транспорта в зоне ПТБ. Первый из этих механизмов связан с уменьшением амплитуды колебаний плотности в высокочастотной части спектра (при сохранении или росте амплитуды колебаний в низкочастотной части спектра) и аналогичен явлениям, наблюдавшимся на установке DIII-D [137]. Второе механизм связан с уменьшением корреляционных длин турбулентности, обнаруженным ранее на установке JT-60U в режиме с ВТБ [138].
