Введение к работе
Актуальность работы. Диссертация посвящена -. развитию {спериментальных методов прецизионной спектроскопической, іагностики турбулентных электр^.еских полей . и примесей в асокотемпературной плазме, интерес к которым обусловлен развитием (туальных направлений по проблеме управляемого термоядерного штеза. Конкретно, речь идет о получении параметров плазмы из іализа измеренных спектральных функций линейчатого излучения как. шовной компоненты плазмы, так и примесных ионов, как в области щимого света так и в рентгеновском диапазоне,- а также вентральных функций рассеянного лазерного излучения. Актуальность змы исследования обусловлена его непосредственной связью как с эактическими задачами диагностики и энергобаланса термоядерной іазмьі с уже достигнутыми параметрами и коэффициентами переноса, и и с расчетами поискового характера, направленными на выявление зрспективности получения тех или иных типов разряда (в данном іпе установки) с минимальными энергопотерями, а следовательно и с злее высокими значениями основных параметров. Так, тонкое зследование штарковских профилей линейчатого излучения дейтерия с' нательным анализом динамических характеристик. спектра, дает ззможность получить не только основные параметры плазмы (Те, Tj, J, но и характеристики- турбулентных электрических полей (таких 1K амплитуда/ частота и масштаб). Это-дает возможность выявить, зновные типы неусгойчивостей имеющих место в конкретном случае, -' іределить их. поляризацию, направление распространения и влияние ї коэффициенты переноса. В спектрах лазерного рассеяния заключена їформащот не только а параметрах плазмы, но и о динамических арактеристинах среды таких, как масштаб динамической'экранировки зишущихся зарядов горячей плазмы и степени раскачки кзокочастотных (например, . ленгмюровских и , циклотронных) элебаний. Определение профиля ионной температуры, как и іектронной, имеет очень большое значение не только как один, из зновных параметров плазмы, но и как параметр от которого зависит ээффициент термодиффузии, отвечающий за "затягивание" примесных знов внутрь шнура.. И, наконец, актуальность экспериментов по
диагностике примесных ионов по рентгеновским линиям с высоки* спектральным, пространственным и временным разрешением определяется . тем, что они . дают сведения об основных ' параметрам плазмы и процессах протекающих в горячей зоне шнура с достаточно высокой степенью достоверности, а также о динамике поведения концентрации примесей в МГД-активной зоне и сделать предположения о динамике поведения примесей в МГД-активной зоне в периферийной области шнура вблизи возмущенной сепаратрисы, что может существенно повлиять на решение диверторной программы.
1. Спектроскопия линейчатого излучения примесных ионов с целы
получения сведений о концентрации примесей в исследуемом разряде,
и определения перспективы использования Z-пинча в качестве
эталонного источника в области вакуумного ултрафиолета.
2. Прецизионная спектроскопия штарковских профилей линю
бальмеровской серии излучения дейтерия в. прямом Z-пинче дт
получения сведений о: параметрах периферийной, плазмы; величине і
частотном спектре турбулентных электрических полей в этой области;
направленности и поляризационном составе турбулентных колебаний і
гчй; уровне и природе этих колебаний.
-
Прецизионная спектроскопия спектральных функций лазерногс рассеяния для получения сведений о: значении интегральных п< радиусу основных параметров плазмы в данный момент времени < временным разрешением порядка 15 нсек; зависимости значений этш параметров от начальных условий, в частности, от величині начального давления рабочего газа; раскачке высокочастотны: колебаний высокой интенсивности; влиянии динамической экра'нировю движущихся зарядов горячей плазмы на вид спектральных функциі лазерного рассеяния.
-
Прецизионная спектроскопия спектральных функций линии D излучаемой возбужденным нейтральным дейтерием, получаемым за сче1 перезарядки ускоренных атомов диагностического пучка на иона; основной компоненты плазмы, для получения пространственной распределения температуры ионов в такомаке Т-10.
5. Прецизионная спектроскопия штарковских профилей лини:
бальмеровской серии излучения дейтерия в такомаке Т-10 дл
получения сведений о: параметрах периферийной плазмы; величине и частотном спектре турбулентных электрических полей в этой области; направленности и поляризационном составе турбулентных колебаний в ней; уровне и природе этих колебаний в зависимости от условий разряда (величины тока и тороидальноГб магнитного поля); масштабе турбулентных колебаний для определения их роли на явления переноса в этой области.
6. Создание фокусирущих рентгеновских спектральных приборов с высоким спектральным разрешением (дхА « 10 ) и измерение спектров многократно ионизованных атомов тяжелых примессей (Ni, Fe, Cr, V, Ті) в диапазоне (5-10) КэВ, а также ионизационного состава этих примесей; определение из анализа их спектральных функций значения электронной температуры и распределения их концентраций по радиусу шнура; определение динамики концентрации примесей в пилообразных колебаниях и связанных с ней коэффициентов диффузии, а также области локализации МГД активной зоны и ее пространственной структуры; указание нового механизма эффективной очистки плазменного шнура 'от примесей посредством создания стохастического ЫГД-акГйвного слой на его периферии- для решения задач диверторной программы. -
НАУЧНАЯ НОВИЗНА:' " -
-
Впервые проведен подробный" поляризационный анализ штарковких профилей свечения линий дейтерия в условиях переферийной плазмы Z-пинча, при динамическом резонансе, когда расщепление в среднем по времени поле <|E(t)|> совпадает с (21-1)ы, где 1 = 1, 2, 3.,., а о - частота изменения поля. Впервые получены численные значения напряженностей квазистатических и высокочастотных турбулентных электрических полей в плазме г^пинча.
-
Впервые успешно" проведены эксперименты по лазерному рассеянию на плазме прямого Z-пинча в момент максимального сжатия и получено высокое значение интегральной по радиусу электронной температуры (130 эВ). Впервые наблюдена точка бифуркации (р»7 10 Торр), при переходе через которую плотность скачком меняется в 5 раз. Показано, что при интерпретаций спектральных функций лазерного излучения, рассеянного горячей tui&smft, необходимо учитывать эффекты динамического экранирования" злектроной.
3. Впервые получено пространственное распределение ион»
температуры на установке токамак (T-1D) в омическом режиме і
доплеровскому уширению излучения возбужденного нейтрально:
дейтерия, полученного за счет перезарядки ионов, основні
компоненты плазмы на атомах диагностического пучка.
4. -Впервые зарегистрированы и получены оценки турбулентнз
электрических полей в периферийной плазме токамака (Т-10). П]
этом оценены их частоты, пространственные . масштабі
поляризационный состав и сделаны предположения о преимуществекн<
направлении распространения ответственных за их появленз
турбулентных колебаний.
5. Создананы компактные фокусирующие рентгеновские приборы, дащі
высокое спектральное разрешение и позволяющие проводи:
спектральный анализ излученеия примесных ионов для получения к;
значений электронной температуры, так и распределения і
концентраций по радиусу шнура.
6. Разработан новый диагностический метод определения облает
локализации МГД-активности и ее пространственной структуры.
7. Предложен новый "способ защиты плазменного шнура с
проникновения в него примесей с периферии посредством создаю
стохастического МГД-активного слоя вблизи сепаратрисы.
Практическая ценность работы.
Показано, что при работе на Z-пинче для получения высота значений основных параметров плазмы н .изотермичности ее щ снижении уровня турбулентности, необходимо устанавливать начальне давление рабочего газа выше некоторого значения, которое являете точкой бифуркации.
Показано, что при интерпретации спектральных функцк -лазерного рассеяния в горячей плазме для случаев, когда парамет рассеяния Солпитера'о «1, вероятно, необходимо учитывать масштг динамической экранировки движущихся электронов горячей плазмы.
. В работе, однозначно установлено, что в условиях Z-пинч дейтерий светит в самой периферийной области, где концентрацій определяется .начальным давлением газа, а потому диагностик основанная на анализе спектральных функций этих линий несе
информацию только ее периферийной плазме. Уширение же линий дейтерия в этом случае'-.объясняется наличием мощных турбулентных электрических полей', а-не хольцмарковскими статистическими полями.
Проведенный в работе поляризационный анализ спектральных -функций свечения линий: дейтерия-' в периферийной плазме Z-пинча позволил определить- направленность наблюдаемых турбулентных электрических полей,, что: дало, возможность выделить направление распространения турбулентна*: колебаний и определить тем самым тип наблюдаемой турбулентности;
Для условий перифериям токамака Т-1.0 наблюдены турбулентные, электрические поля напряженностью до 20 кВ/см, которые меняют свою величину и поляризационные? свойства в зависимости от величины тока, магнитного поля и значений- основных параметров плазмы в этой эбласти. Анализ этого явления- позволяет сделать оценку масштаба колебаний, что в свою очередь^влеЧет за собой выявление механизма раскачки этих колебаний- и влияние их на коэффициенты, переноса в рассматриваемой области..
Разработанная' рентгеновская диагностика высокоионизованных :риме'сных ионов, позволяет": определить как значения основных іараметров плазмы, и--.концентрации примеси в зоне наблюдения, так и )бласть локализации-іМҐДгак-тйвности с определением ее структуры при достаточно высокой'точности.
Наблюденный в"- работе- механизм вымывания примесных ионов из.
юны МГД-активности;: привел к предложению нового механизма
)ффективной' очистки плазменного шнура от примесей, посредством
юздания стохастического МГД-активного слоя вблизи сепаратрисы,
ювышения тем самым основных параметров плазмы и одновременного
решения проблем связанных с дивертором.
іВТОР ВЫНОСИТ НА ЗАЩИТУ:
.. Зависимость значения электронной температуры плазмы прямого
'-пинча от начального.давления рабочего газа.
I. Наличие точки бифуркации при измерении интегральной по радиусу
лектронной- плотности плазмы Z-пинча, обнаруживающей особенность
сведения этого параметра - при переходе через некоторое значение
ачального давления, когда плотность скачком меняется в 5 раз.
. Определение параметра рассеяния а, включающего в качестве
пространственного масштаба размер поляризационного облака, определяемый динамической экранировкой'движущихся электронов в горячей плазме.
4. Исследование излучения линий бальмерозской серии возбужденных
нейтральных атомов дейтерия в периферийной зоне Z-пинча,
уширение и структура которых определяется наличием. мощных
турбулентных электрических полей.
5. Анализ наблюдаемого лине.йчатого излучения дейтерия в
периферийной плазме Z-пинча, дающего возможность определить не
только значения основных параметров плазмы в этой области, но и
величины как квазистатических, так и динамических электрических
полей.
6. Экспериментально измеренный профиль ионной температуры в
токамаке Т-10, полученный из анализа спектральной функции
излучения ' нейтрального дейтерия, обусловленного перезарядкой
атомов диагностического пучка ускоренных нейтралов водорода или
гелия-на. ионах основной компоненты плазмы.
7. 'Обнаружение и измерение турбулентных электрических полей В'
периферийной плазме Т-10, определение' их пространственного
масштаба, поляризационного состава и направления распространения
ног-баний ответственных за их появление.
8.' Измерения . радиального распределения концентрации примесных ионов хрома в плазме токамака Т-10 ' в зависимости от уровня МГД-активности.
9. Диагностическую методику определения области локализации
МГД-активной зоны и ее структуры. .
10. Объяснение возможного механизма вымывания примесей из
МГД-активной зоны и эффект возможной защиты плазменного шнура от
проникновения примесей путем создания вблизи поверхности
сепаратрисы стохастического ЫГД-активного слоя.
Ипробаиия и публикации.
Основные результаты работы докладывались: на научных' семинарах в ИАЭ иФИАЭ; на Всесоюзной конференции по диагностике зысокотемпературной плазмы, Сухуми, 1970; на Всесоюзной конференции по физике плазмы, Звенигород, 1984;на 13-сй Международной Конференции по Явлениям' в Ионизованных Газах,'
Сванси, 1987; на 10-ой Международной Конференции по Диагностике Высокотемпературной плазмы, Рочестер, Нью-Йорк, 1994; на. 21-ой Европейского Научного Общества Конференции по Управляемому Синтезу и Физике плазмы, Монтпелье, 1994.
Основные результаты опу5ликованы в работах [1-15].
Структура диссертации.' Диссертация состоит из Введения, 6 глав,
заключения и имеет объ!М 150 страниц, включая рисунков. Список
цитированной литературы включает работы.
Во введении сформулирована цель работы. актуальность ёыбранной темы исследования и дана краткая характеристика содержания диссертации.
В первой части работы приводятся результаты исследовний плазмы прямого Z-пинча спектроскопическими и фотографическими методами. Приводится схема экспериментальной 'установки и диагностической аппаратуры, условия проведения экспериментов и предварительной подготовки разрядной камеры , а также спектральные характеристики применяемых измерительных приборов и аппаратуры.
Разрядная камера представляла собой алундовую трубу с внутренним диаметром 20 см и длинной 70 см. Расстояние между плоскими медными электродами размещенными у торцов камеры' составляло 60 см. В экваториальной плоскости установки располагалось 5 диагностических окон диаметром 4 см. Четыре - на двух взаимно перпендикулярных диаметрах, а пятое на радиусе, расположенном под углом 30 к направлению одного из указанных диаметров, через "окна которого проходил луч диагностического лазера. Для питания импульсного разряда использовалась малоиндуктивная конденсаторная батарея емкостью 60 мкф, заряжаемая до 30 кВ. Коммутация тока осуществлялась с помощью вакуумного кольцевого разрядника. Максимальный ток разряда достигал величины до 400 кА, при длительности времени нарастания тока до максимального значения около 4,5 мксек. В качестве рабочего газа "использовался дейтерий напускаемый в систему через паладиевыи
фильтр. Начальное давление менялось от 10""** до 3 10~* Торр. Время наполнения разрядной камеры газом было порядка 30 сек.
Для получения спектроскопических данных собственного излучения плазмы применялась оптическая .система, проектирующая участок плазменного шнура высотой 1,0 см и объемом 0,1 см на входную цель спектрального прибора (МДР-2, ЗМР-2, ДФС-12). Для увеличения при этом светосилы применялась волоконная оптика, позволяющая в условиях эксперимента более полно заполнять площадь диспергирующего элемента потоком исследуемого излучения. На пути светового пучка помещался оптический затвор-ячейка Керра с регулируемым временем экспозиции (10-100) нсек. Выделенное' монохроматором излучение от выходной щели передовалось на' фотоумножители многоканальной волоконной оптикой. Далее сигналы с ФЭУ подавались через линии задержки на луч осциллографа и снимался гистограмный контур исследуемой, спектральной линии.
Одновременно со . спектральными измерениями проводилась фотосъемка плазменного шнура через оптические затворы как в интегральном свете, так и в свете отдельных спектральных линий. При этом для проведения ' контрольных измерений параметров плазмы проводились эксперименты по лазерному рассеянию.
Для снижения содержания . примесей в разряде принимались специальные меры: разрядная камера была изготовлена из корунда (А120о); все резиновые#уплотнения были тщательно экранированы от воздействия плазмы; использовались азотные лозушки с сильноразвитыми поверхностями; проводилась тщательная предварительная тренеровка камеры разрядом. В результате давление
—V
остаточного газов в камере не превышало (6-7) 10 Торр, а уровень
з натекания составлял «0,1 см атм/ч.
Расшифровка обзорных интегральных спектрограмм, снимаемых за
большое число разрядов, показала, что в исследуемой области
вакуумного ультрафиолета присутствует около 30 линий.
высокоионизованных атомов углерода, азота и кислорода (CIII, CIV,
YIV, NV, 0V и 0VI). Содержание примесей в момент максимального
сжатия плазменного столба определялось традиционным методом
добавок, путем введения в рабочий объем помимо дейтерия еще и
ізвестного количества N2, 02 и С02 и измерения увеличения
шплитуды сигнала с ФЭУ от исследуемых линий. Оказалось, что
присутствие линий азота и кислорода определяется натеканием из атмосферы (прямая зависимость от времени наполнения камеры рабочим газом). Кроме того, при скарпулезном соблюдении идентичности начальных условий эксперимента (разрядного напряжения, давления газа и т.д.) разброс амплитуд, сигналов не превышал ±10% .В результате проделанной работ»' удалось получить довольно низкий уровень наличия примесей в разряде-порядка сотых долей процента. Однако даже при таком низком уровне содержания примесей в эксперименте не удалось провести абсолютных измерений дейтериевого континуума (измерения проводились на нескольких подходящих, свободных от линий участках, спектра вблизи 300 А.; 600 А и 1000 А), так как амплитуды сигналов1 с ФЭУ линейно возрастали с увеличением суммарной концентрации примесей (во всех опытах суммарная концентрация примесей оставалась меньше 0,1%) и водородный континуум составлял" не? более 10% от общей величины сигнала, и это практически исключало era надеаную регистрацию. Как выяснилось, оснозная часть сигнала; была, обусловлена диффузионным рассеянием линейчатого спектра; примесей, содержащихся внутри спектрального прибора. Оценочные расчета интенсивности нескольких линий (в частности, NV 247 А), выполненные Абрамовым В.А..показали, что при разумных значениях коэффициента диффузного рассеяния в спектральном приборе паразитное излучение, обусловленное этими линиями, действительно додано приблизительно на порядок превышать .спектральную" плотность водородного континуума.
Оценка нтаней границы электронной температуры получалась из анализа распределения энергии в видимой области сплошного спектра, а из сравнения интенсивности линий высокоионизованных атомов примесей (СШ 2296,87 А я СІЧ 2530,00 - 2530,60 А; СИ 2509,12 -2512,06 А и СШ 2296,87 А").В периферийной области шнура электронная температура оказалась равной Т = 10+2 эВ.
Фотографические наблюдения дали возможность определить размер и форму излучающего объема в фиксированные моменты времени с выдержкой (10-40) нсек как при наличии продольного магнитного поля напряженностью (20-40) Гаусс, так и без него'; как в интегральном свете, так и в свете выделенных спектральных линий. Оказалось, что наличие магнитного поля приводит к некоторой стабилизации МГД-неустойчивости, но при этом существенно снижается выход
нейтронов. Максимальное же сжатие наблюдается за (200-250) нсек до. момента первой особенности на осциллограме тока или напряжения, диаметр плазменного шнура в этот момент составляет величину « 1 см. Всевозможные резкие изгибы и разрывы плазменного шнура имеют место уже за 150 нсек до первой особенности, а нейтроны по времени появляются на выходе из- второй особенности. В работе приведены серии последовательных по времени фотоснимков, полученные с помощью ячеек Керра, для различных условий разряда (напряжения на конденсаторной батарее, начального давления рабочего газа, величины продольного магнитного поля). Причем, в каждом разряде делалось по 5 фотоснимков с фиксированными временными интервалами между ними, а временная сдвижка пакета из 5-й снимков осущесівлялась между . импульсами. Затем пакеты фотоснимков сшивались по времени и получался микрофильм изображения свечения плазменного шнура почти в течении всего времени существования' пинча. При этом каждая фотография привязывалась по времени к определенному моменту на осциллограме тока.
Во второй - главе приводятся результаты исследования плазмы Z-пинча методом лазерного рассеяния для получения интегральных по радиусу 'значений основных параметров плазмы в момент максимального сжатия. При этом использовался рубиновый лазер с энергией в свє-jbom пучке к (5-8) Да и длительностью светового импульса « 15 нсек. Пучок света фокусировался объективом с фокусным расстоянием f=50 см и в центре камеры имел диаметр « (0,3-0,5) см. Для. увеличения надежности измерения рассеянного света (PC) оптического квантового генератора (0КГ) применялась система световых ловушек,-а входные окна располагались под углом Брюстера. Объективом на диагностическом окне (е=90) PC 0КГ от объема плазмы « 0,3 см проектировался на входную щель светосильного ионохроматора/полихроматора, на выходе которого располагалась многоканальная (10 каналов) диагностическая система (ДО, позволяющая выделять полезный сигнал при (100-200) кратном превышении фонового, который складовался из собственного излучения плазмы, PC на узлах установки и ДС. Относительная калибровка каналов .проводилась на сигналах от фотодиодов и корректировалась в стандартных режимах, при полностью раскрытой ' входной щели монохроматора. Выделение полезного сигнала.из фона осуществлялось
посредством сложения сигналов с анодов и последних динодоз сдвинутых относительно друг друга по времени при помощи кабельной линии задержки на длительность импульса ОКГ- При этом, фоновые сигналы -вычитались, а полезные от PC ОКГ удваивались и регистрировались. Абсолютная калибровка проводилась стандартной методикой по релеевсжжу рассеянию на чистом газе (С02, N,) при известном давлении порядка атмосферного. Диапазон изменения начального давления рабочего газа (D2) 0=(0,1-3)10-1 Торр .Полная энергия светового пучка ОКГ контролировалась в каддом эксперименте. Воспроизводимость регистрируемых сигналов была достаточно высокой и разброс их значений не превышал (10—15)%, что достигалось тщательностью подготовки эксперимента и тренеровкой камеры. Степень готовности установки к лазерному эксперименту определялась по зеличине и стабильности нейтронного выхода, за импульс.
Основные экспериментальные результаты по Лр приведены на рис.1,2,. 'Рис.1 дает типичный вид спектральных функций (СФ) рассеянного излучения, по которым определялись средние значения по сечению плазменного шнура электронной температуры Т в конкретных экспериментальных условиях. Анализ вида наблюдаемой СФ (рис. 1) приводит к определению параметра рассеяния a=l/kXjy=(0,1-0,2),' где Хр-дебаевский радиус; электростатического экранирования зарядов, Рис.2 отражает экспериментальную зависимость полученных значений Те(р) и Не(р). Получено, что Те монотонно растет с повышением р и ассимптотически достигает своего предельного значения в. момент максимального сжатия (за 150-200 не до момента первой особенности на осциллограме тока) при р*(1,5-2,0)10 Торр. Этот эффект можно объяснить тем,, что при низком значении плотности за время существования пинча в'сжатом состоянии « 100 не ионы не успевают передать энергию электронам, т.к.., время релаксации температур в исследуемой плазме дает величину т « 70 не. Повышение же плотности способствует увеличению скорости обмена энергией между ионами и электронами, а, следовательно, и к выравниванию температур.,
Средняя по сечению шнура плотность плазмы п& определялась из интегральной интенсивности ЛС ОКГ после соответствующей абсолютной калибровки ДС'по релеевскому рассеянию ОКГ излучения и состовляла величину пе=(1-5)10 см-3. На рис.2 дана зависимость величины
ne(p).' Из этого рисунка видно, что при рв7 1D~*'Торр наблюдается точка бифуркации, при переходе через которую значение п„ скачком
17 —Ч 'Є
меняется от 1 до 5 1.0і см .
Сравнение вида экспериментальных СФ PC с теоретическими для угла рассеяния е=9.0 дает а=(0,1-0,2). Оценка те а из полученных экспериментальных данных (Те,'пе) дает а=(1-2), что приводит к существенному отличию вида спектра PC от экспериментально наблюдаемого. Однако, учет динамической экранировки зарядов горячей плазмы дает оценку линейного размера поляризационного облака 1=(10-20)яр. Подстановка этой величины 1 вместо ad в формулу для параметра рассеяния а снимает вышеуказанное расхождение.
Детальный анализ экспериментальной СФ ЛР приводит к выводу о высоком уровне ленгмюровских колебаний в центральной части пинча, поскольку видно,, что значительная доля електронов плазмы, « (20-30)%, захвачена этими колебаниями.
В третьей главе приводятся результаты спектроскопического исследования периферийной плазмы дейтериевого Z-пинча. Детальный анализ профилей бальмеровских линий DC,D„,D впервые позволил установить наличие электростатических шумов (как ленгмюровских, так и более низкочастотных) и определить их амплитуды. Поляризационные измерения свидетельствуют о том, что низкочастотные шумы являются, повидимому, модами Бернштейна. На этой основе возможно новое объяснение механизма ускорения ионов, включая наблюдааемую в экспериментах граничную энергию, структуру энергетического спектра и время образования.ускоренных частиц.'
В данной серии экспериментов максимальное значение разрядного тока достигало 1_„ =(350-400) кА, причем в момент первой
особенности ток был « 200 кА, а второй « 300 кА. Анализируемое .излучение фокусировалось объективом (F=5cm, отн.отв.1,5) на щель полихроматора через светофильтр на исследуемую линию и поляризационный светофильтр. На выходе прибора стояла волоконная оптика, сигналы с которой подавались на ФЭУ и далее после предусилителя на 130 мегагерц с коэффициентом усиления « 50 подавались на осциллографы. Данная измерительная схема давала минимальные наводки, что существенно при измерении быстрых npoueecoi.
При регистрации линии D аппаратная функция спектрального прибора была « 1,2 А, а для линий Dg, D « 0,4 А. Вся
измерительная ' аппаратура была тщательно заэкранирована от электромагнитных наводок. . Ее временное разрешение (а20 ' нсек) позволяло с достаточной точностью.связать регистрируемое излучение с различными фазами разряда'.
Типичный вид профилей бальморозских линий De, D-, D , зарегистрированных в различных.фазах разряда, приведен На рис. 3 Основной характерной -особенностью всех профилей является их "изрезакность": з каждом крыле' наблюдается несколько провалов интенсивности, причем иногда почти до нулевого значения. 3 работе дается анализ эффектов, которые могли бы объяснить наблюдаемые особенности.
3 условиях эксперимента магнитное поле разрядного тока составляет величину « 10 Тл. При таких полях квадратичный эффект Зеємана на бальморозских линиях мал по сравнению с линейным, так что магнитное расщепление моает быть лишь триплетним. -Следовательно, наблюдаемое количество пиков (а 10 на профилях D„, D ) не' монет быть объяснено эффектом Зеемана.
Для объяснения" наблюдаемого количиства пиков можно предположить, что в плазме возбуждены низкочастотные (НЧ) электрические поля, причем распределение их амплитуд W(F) по какой-либо причине существенно уне релеевского и поле F можно считать кзазиоднородным. Ко з этом случае полуширина штарковской компоненты (да ) =С „aF*"' (др'"' , полуширина распределения
1/2 &fP Й|р 1/2 1/2
W(F)), пропорциональна ее расстоянию от центра линии. Поэтому с удалением в крыло разрешение отдельных компонент должно ухудшаться, что противоречит наблюдаемым профилям.
Наконец, предположим, что з плазме возбуждены ленгиюровские (квазимонохроматические) колебания с частотой wD. Если в силу каких-либо причин основной эффект воздействия ленгмюровских колебаний (появление провалов) не смог бы проявиться, то их воздействие свелось бы к адиабатическим сателлитам на расстояниях Aak+KXp, где К=±1, ±2, ±... . Однако, это противоречит наблюдаемому расположению пиков, которые не являются эквидистантными (в особенности, для. линии D). Таким образом, остается проверить возможность объяснения наблюдаемой структуры
профилей за счет основного резонансного аффекта воздействия ленгмюровских колебаний.
Сравнение относительных расстояний наблюдаемых провалов от центра линии с теоретически ожидаемыми относительными положениями опорных провалов показывает хорошее совпадение для всех профилей линий Da, Dg, D , имевшихся в нашем распоряжении. Такое совпадение для большинства профилей различных бальмеровских линий вряд ли является случайным, тем более для линии D , для которой положение провалов ке является эквидистантным (они удалены от центра линии на Зх /5, Зхр/2. 2хр> Шр/5).
По абсолютным положениям наблвдаваихся провалов для каждой линии было найдено значение д. , а, следовательно, и концентрация
О О j А
плазмы по формуле Ne=TnngC хр/е ЯдЬ.
Оказывается, что для профилей, относящихся к одной и той ае фазе разряда экспериментально измеренное \ уменьшается при переходе от D к D„ и D причем х « х^, так что все три Сальмеровские линии дают одно и то же значение N. Это дополнительно свидетельствует о надежном отождествлении измеренных провалов с предсказанными. Большинство экспериментов в этой серии б"по проведено при начальном давлении дейтерия Ро=0,15 Торр. при этом в момент первой особенности измерение концентрации плазмы вышеуказанным способом по De, Dg, D дает Ne в 4 10 см . Контрольные эксперименты при изменении начального давления в ту и другую сторону дали соответствующее изменение Ne. Такое ве" значение плотности плазмы в периферии Z-пинча получено и из полуширины линии Da с учетом того, что в рассматриваемом случае при F * Eeff = Е0/ 21/2. ;
Поскольку с теоретической точки зрения при отсутствии шумов доминирующим механизмом уширения в условиях настоящего эксперимента является ударное воздействие' ионов, измеренной полуширене линии. D„ (uXjygtDg) * 10 & в момент первой особенности) соответствует ^V^Vmin а 1,0 10 см" . Это завышенное значение плотности свидетельствует о наличии НЧ колебаний. Оценка поля дает величину FQ г 50 кБ/см.
То, что штарковское уширение линий обусловлено коллективными НЧ полями, а ке хаотическим тепловым дви%ением ионов
подтверждается и поляризационными измерениями. Вид измеренного поляризационного профиля линии D„ дает tj = Л*}/2 /АХН/2Л0,6, что свидетельствует об анизотоопки НЧ полей и лучше всего соответствует случаю Т < FJ; в ТІ.
Полученные значения FQ а 50 кВ/см позволяет оценить сверху характерную частоту П НЧ колебаний из условия их
1? -1 17 -1
квазистатичности: П < 3nhF/ 2гае и 10 сек < uD а 3,6 10 сек .
Далее в работе по измеренным полуширинам провалов. была определена средняя квадратичная амплитуда EQ ВЧ шумов, которая в момент первой особенности оказалась равной EQ(tt)a(50-80) кВ/см.
Таким образом, спектроскопические исследования Z-пинча обнаруживает в нем НЧ шумы, которые с помощью поляризационного анализа могут быть отнесены, по-видимому, к модам Бернштейна. Это представляется вероятным поскольку при токовой скорости и в диапазоне vTe> us vTe(me/M) из всех неустойчивостей возможных в пинче, моды' Бернштейна характеризуются наивысшим инкрементом г з wjje(m / М) . И, наконец, в периферии Z-пинча обнаружены ленгмюровские шумы с амплитудой Е (Ъ^) * (50-80) кВ/см, что на порядок превышает термодинамически равновесное значение Е^еоР а З 10"11 N3/4 Т~1/4 в (2-3) кВ/см.
В четвертой гляве приводятся результаты спектроскопического поляризационного исследования периферийной плазмы токамака Т—10. Эти исследования Оыли стимулированы тем, что в термоядерных установках типа "токамак" незначительные изменения в'этой области могут приводить к коренной перестройке плазменного шнура в целом и изменению времени жизни частиц. В данных экспериментах на токамаке Т—10 изучался спектр свечения линий бальмеровской серии линий дейтерия в периферийной области шнура по центральной хорде в экваториальной плоскости. Было -обработано порядка 500 спектров при различных значениях тока разряда, электронной плотности, величины магнитного поля и радиуса диафрагмы. Диагностическая аппаратура представляла собой " 10-канальный полихроматор на основе монохроматора МДР-2 с. волоконной оптикой и фотоумножителями, которая позволяла получать спектр за один разряд со спектральным разрешением 0,6 А при временном разрешении « Імксек. Для проведения поляризационных измерений перед входной щелью полихроматора размещался поляроид с фиксацией угла поворота мезду
его- осью--h"v щелью' прибора, ориентированной' перпендикулярно
тороидальному направлению. В большинстве исследованных омических
режимов были зафиксированы явления, которые мокно связать с
наличием периферийных турбулентных электрических полей. Эти
явления проявлялись слабо или вовсе не наблюдались при q s 2,5, а
также при при значении средней по сечению шнура плотности « (6-7)
1013см~3 при токе разряда 1=200 кА. При токе ss I « (500-550) кА и
средней плотности « (1,5-2,0) 1013см~3 эти поля были особенно ярко
выражены. ...
На рис.4 представлены типичные спектры линий D , D„ и D , зарегистрированные при значении магнитного поля установки В =1,65 Тл. Главной особенностью этих профилей является наличие прозала в центральной части профилей Dfi, D и отсутствие 'такого провала на профиле D„, причем провалы на линиях D , D наблюдаются на
Р. ее х
профилях, соответствующих излучению с поляризацией параллельно
вектору В0 (п-профилях). Наличие провалов у поляризационных
профилей дейтерия' нельзя объяснить ни зеемановским расщеплением
(поскольку оно было бы в (2-2,5) раза меньше наблюдаемого, и.кроме
того, оно не ноает возникнуть на тг-профилях), ни самопоглощением
излучения (поскольку нет провалов на линиях в другой поляризации,
а на De их нет вообще). Единственный физический механизм, который
может быть ответственным за возникновение провалов,-это эффект
Штарка в анизотропных электрических полях. Наличие провалов на
тг-профилях D , D при В0=1,65 Тл монно было бы в принципе
объяснить тем, что вдоль магнитного поля установки В^ возбукдены
квазимонохроматические электрические поля (НЭП), амплитуда которых
Е0 > шееи/ п л, где w-частота КЭП и п-главное квантовое число. Но
тогда провал должен был бы существовать и на п-профиле линии D-,.
что не наблюдается.
Оказывается, что спектральные особенности у совокупности
поляризационных профилей D , Dol D при В =1,65 Тл можно объяснить
. а р 7 о
воздействием суперпозиции высокочастотного КЭП EQcos ut, поляризованного вдоль направления наблюдения, и квазистатического (КС) электрического поля FuB„:E(t) = e„E.cosut + evF, где e„ и е -орты. В ситуации,, когда max.[u, (nhE0u/ гаее) ] > nhF/ mee, при воздействии поля на водородоподобный излучатель возникает принципиально новый . спектроскопический эффект: КЭП, ezE0cosut,
подазляет ортогональную ему КС составляющую exF. В результате эффективное КС поле, действующее на уровень п атома дейтерия, разно F^ = FoJ0(3nhEQ/ 2п еы, где J (и)-фуккция Бесселя. Кроме того, з спектра с z-поляркзацией при 3nhEQ/ 2яееи а 1 могут существовать сателлиты на расстояниях от центра линии ди = tu, ±2и,..., сравнимые по интенсивности с компонентой на частоте ди=0.
Таким образом, наличие провалов на тг-профилях D , D и отсутствие такового на я-профилу D, объясняется тогда тем, что КЭП EQcosut частично подазляет КС расщепление уровней п=2,3,5 и полностью п=4, поскольку Fgii = 0. Так как в этом случае наиболее интенсивные спектральные я и о-компокенты КС профиля Dfi излучаются на несмещенной частоте Дц> = 0, то провал в центре тт-профиля D„ отсутствует. Полагая, что для п=4 аргумент функции J (3nhE /2га ео) совпадает с ее первым нулем, получаем hE /2га eu s 0,40. Отсюда при условии, что частота и близка к электронной циклотронной частоте при.В0=1,65 Тл, находим EQ з 14 кВ/см. В этом случае оценка Fg"| для других уровней равна: F^Uo,67 F, F^jUo,34 F, F^jUo,26 F. Оценка КС полей по тг-профиля D дает величину F а 20 кВ/см. Как следует из экспериментальных данных интегральные по спектру интенсивности о- и гс-профилей отличаются приблизительно в два раза для линии D^ и почти не отличаются, для линии D„. Это, вероятно, обусловлено тем, что населенности штарковских подуровней уровня n=3, раздвинутых полем F^, не совпадают с их равновесными значениями; в то же время, штарковские подуровни уровня п=4 при Fg=0 остаются изоэнергетическими и столкновения выравнивают их населенности. Направление КЭП E0cosut близко к направлению наблюдения, поскольку на о-профилях Da и Dg отсутствуют интенсивные сателлиты на частотах. Аш = ±о, ±2и,... .Измерение ионной температуры по полуширене' центральной компоненты о—профиля D дает значение Т^'з (10-15)- эВ, которое согласуется с оценками этой, величины по другим методикам в области максимальной светимости линий дейтерия Т^а (20-30) эВ в различных режимах работы установки Т—10.
При увеличении величины магнитного поля BQ до 3,05 Тл поляризационные профили линий дейтерия существенно ' меняются: большим уширением и провалом в центре характеризуется не я, а о— профиль D . Это означает, что КС поле теперь направлено вдоль оси
Оу (перпендикулярно к линии наблюдения и к магнитному полю В ). Количественный анализ с~профиля D в этом случае дает: Т а 20 кВ/см (и попрежнему а < и ), OsE0slO кВ/см.
Здесь следует отметить, что при неизменной величине отношения тока разряда к средней по шнуру концентрации плазмы величина напряженности электрического поля не менялась. С другой стороны увеличение плотности плазмы при неизменных прочих параметрах сопровокдалось снижением величины напряженности наблюдаемых электрических полей пропорцтонально (п - п ). Далее, КС составляющая не обязательно должна представлять регулярное одномерное НЧ КЭП, а' может представлять ІЇЧ турбулентность с' квазидвумерным спектром, развитую в плоскостях 0x2 (при В0=1,65 Тл) или Oyz (при Во=3,05 Тл).
В пятой главе представлены результаты экспериментального определения пространственного распределения ионной температуры в плазменном шнуре токамака Т-10 на основании анализа доплеровских профилей свечения возбувденных атомов дейтерия, полученных за счет перезарядки быстрых атомов диагностического пучка на ионах основной компоненты плазмы. Очевидно, что интенсивность регистрируемого излучения I, пропорциональна плотности атомов в пучке nQ, плотности ионов плазмы п^, сечению- перезарядки с заселенностью верхнего уровня-К и данным переходом а», относительной скорости сталкивающихся частиц vQ и телесному углу to. Поскольку скорость атомов пучка намного больше скорости ионов, то моино положить, что v =скорости атомов пучка. Диагностический инжектор пучка ДИНА-3 давал пучок нейтрального водорода с энергией атомов Еа=20 кэВ, с длительностью импульса 200 мксек и эквивалентным током нейтралов в центре камеры в отсутствии плазмы порядка 50 мА см и диаметром пучка около 4 см. В качестве диспергирующего прибора использовался полихроматор на основе монохроматора МДР-2 с относительным отверстием 1:2,8. Входная оптическая система проектировала свет из объема плазмы высотой 90 мм, шириной (0,5-0,8) мм и глубиной 40 мм. Влияние пучка на параметры плазмы не наблюдалось.
Измерения были проведены на линии бальмеровской серии дейтерия D (6561 Ю. Исследуемый разряд характеризовался следующими параметрами: магнитное поле Н=1,7 Тл, ток разряда 1=220
кА, диаметр диафрагмы а=28 см, пе в 2 101jcm . Наблюденн проводилось под углом (103--111,5) к чаправлению распространени: пучка (направление распространения пучка качалось по хордам), чт< позволяло получать пространственное распределения исследуемой параметра. Выбранный угол давал возможность разделять по длина! волн (за счет доплеровского смещения) исследуемый сигнал і паразитный сигнал от самого пучка. Данный режим характеризовало; повышенным содержанием нейтрального газа из-за диагностические задач решавшихся а данной серии разрядов, что снижало контраст исследуемых сигналов и приводило к'повышенным ошибкам определения ионной температуры. Окончательный результат представлен на рис.5. Ионная температура з центре шнура з данной типе омического разряде составляла величину Тр(680*100) эВ с параболическим спадом и периферии.
Таким образом, данная методика показала свою дееспособность а решении задачи получения пространственного распределения ионной температуры в шнуре и определила, что ионная температура з исследуемых омических разрядах составляет приблизительно половину величины электронной температуры.
В шестой главе представлены экспериментальные результаты определения концентрации примесных ионов хрома и железа, а такае влияния МГД-активности на их пространственное , распределения з плазме токамака Т-10; предложена новая методика определения области локализации и пространственной структуры МГД-активной зоны, а также, логически вытекающий отсюда, новый способ предотвращения поступления примеси с периферии внутрь шнура.
Изучение примесей в плазмэ помимо самостоятельной задачи
мояет нести на себе еще нагрузку в качестве эффективного метода
измерения параметров высокотемпературной плазмы. В данной работе
на установке Т-10 была проведена регистрация рентгеновского
спектра в диапазоне энергий квантов =(5,3-7,0) кэВ с
энергетическим разрешением 20 эВ. В спектрографе, собранном по
схеме Иоганна был применен кристалл LiF, вырезанный по плоскости
(200) и изогнутый по радиусу 30 см. Экспозиция производилась
сериями из (70-80) идентичных разрядов, ток в плазме был 400 кА,
продольное магнитное поле 3,5 Тл, электронная темпеоатуоа 1,2 кэВ,
1 я — ч " ' плотность з центре шнура 7 10 см . Полученные в одной из-
серий спектры хрома и железа представлены на рис.6. Оценки показали,, что не удается полностью' объяснить различие ' менду ... ; четным спектром и-экспериментальным дане при 'учете радиального 'распределения электронной температуры, плотности и вклада излучения на начальной и конечной стадиях, разряда, а тагезе неточность определения скоростных каэффициентов ионизации и рекомбинации.
Полученные спектры вместе с абсолютными ' измерениями потока квантов этих групп линий использовались для оценок концентраций хрома и келеза в центральной зоне шнура. Одна оценка этого параметра получается из. оценки мощности излучения всей группы "К-линий" при заданной температуре и сопоставлении этой мощности с измеряемой. Другой способ этой оценки основан на измерении мощности одной отдельной спектральной линии "(например Не-подобнсго хрома, CrXXIII, ls-2p Р^ переход). При этом для. получения полкой концентрации хрома необходимо проводить расчет доли Не-подобкых ионов. Б этом случае отпадает необходимость в знании ряда скоростных коэффициентов. В результате анализа экспериментальных сезультагов получена оценка концентрации хрома для центральной
in _g
части шнура :Пп =10 см . Далее, если принять во внимание рстоянкое процентное содержание хрома в конструциокном материале ва „умной камеры и предположить, что содернание других примесей (Ni, Fe, Ті)' отвечает их доле в сплаве, то получается вклад в эффективный заряд от тяжелых элементов равньп-ї AZe=0.3, что, хорошо согласуется с результатами, полученными другими методами.
Применение' сконструированного и изготовленного автором фокусирующего светосильного рентгеновского прибора, позволяющего качание его по различным хордам без нарушения юстировки, с высоким спектральным (дх/х^Ю-*) и временным разрешением (<* 10 сек), с высокой (« 90 % ) эффективностью регистрации квантов и дистанционным управлением, дало возможность получить пространственное распределение концентрации примесных высокоионизованных атомов хрома в шнуре Т-10.
Известно, что одной из наиболее опасных неустойчивостей в плазме токамака являются тиринг-моды. Развитие этого типа неустойчивостей обусловлено возможностью перезамыкания магнитных силовых линий в плазме с конечной проводимостью. Этот процесс
происходит главным образом вблизи резонансных поверхностей, гд« ход магнитных силовых линий практически совпадает с пространственной структурой возмущения. Энергия для накачки этогс типа неустойчивости берется из запаса энергии магнитного поля токе в плазме.
Развитие этой неустойчивости приводит к образованию магнитньп островов, которые могут возникать как самопроизвольно, так к вызываться принудительным нарушением неидеальности магнитной системы токамака. Появление островов' приводит к изменению переноса в плазме: энергии, частиц, а. также пространственному перераспределению' основных параметров плазмы ( температуры, плотности и тока). В исследовании процессов переноса одно из главных мест занимает исследование пространственного распределения примесных ионов, ибо присутствие примеси приводит к существенному выносу из плазмы энергии и уменьшению времен удержания. Согласно, как классической, так и неоклассической теориям переноса, примесь должна- собираться на оси плазменного шнура. Но из экспериментов следует, что это имеет место не всегда, а только тогда, когда МГД-активность в центральной зоне подавлена. В 'Противном же случае, когда существует сильновыраженная МГД-активность, примесь может иметь пологий или даже провальный в' центре пространственный профиль плотности. Одной из причин вызывающих такое. поведение может быть наличие аномальных переносов в магнитных островах.
В данной работе на установке T-1D в вышеуказанном аспекте исследовались два типа идентичных по основным параметрамомических режима, но с сильно отличающимися уровнями ЫГД-активности. Исследуемые разряды характеризовались следующими значениями основных параметров: ток разряда 1=230 кА., магнитная индукция тороидального поля Вд=31кГс, радиус диафрагмы а=34- см. При этом плазма имела следующие функциональные. зависимости плотности и температуры: п (г)=пе(0)[1-(г/а)2], пе(0)=5хЮ13спГ3; Те(г)=Те(0)[1-(г/а)2Г, Те(0)=1,3 кэВ.
Пространственное распределение концентрации примесных ионов хрома строилось на основе экспериментальных кривых соответствующего распределения интенсивности их свечения в линиях 2p-ls переходов в рентгеновском диапазоне. Фокусирующий, светосильный рентгеновский спектрограф иоганссоновского типа располагался на вертикальном
патрубке установки так, что его диспергирующий кристалл (кварц, плоскость 10Ї0) находился на расстоянии 150 см от оси камеры. Пространственное разрешение прибора по диаметру в экваториальной плоскости было 1см, радиус круга Роуланда RR=25 см.
Результаты проведенных экспериментов' предстазлены на примере пространственного распределения концентрации гелиеподобных ионов хрома (Рис.7), полученного в результате обработки и абелизации хордовых измерений интенсивности свечения этих ионов. Сплошная кривая на рисунке отвечает режимам с высоким уровнем МГД-активности, пунктирная-без нее.. Отсюда видно, что в отсутствии пилообразных колебаний, примесь концентрируется в центре. При наличии же этих колебаний в области их локализации на кривой пространственного распределения' концентрации гелиеподобных ионов хрома наблюдается резкий провал с четким выделением границ градиентов. В данном случае на основании исследования сплошной кривой на Рис.7 можно определить область занимаемую магнитным островом вблизи границы области перемешивания- г=г_, где q=l. На наружней стороне.тора остров занимает область 0,1а(г/а)а0,3, а на внутренней 0,1а(г/а)а0,2! Расширение острова на наружней стороне тора можно объяснить балонным эффектом. Таким образом, для данного эксперимента на установке Т-10, предлагаемая методика в исследуемых разрядах дает ширину острова д«0,1а, который своей наружней границей прилегает к координате r=rs.'
Концентрация примеси с зарядом Z в классическом случае
' определяется ее коэффициентом диффузии, затягиванием в область плотной' плазмы и.-' выталкиванием ее из области высоких температур под действием термосилы. Предполагая, что существует локальное равновесное распределение по зарядовым состояниям, нетрудно получить суммарную плотность .примесей и пространственное распределение ионов в заданном зарядовом состоянии.
.-.. Учет пилообразных колебаний (магнитных возмущений п=1, п=1 при г з т„) на поведение примесных ионов' приводит к появлению
1 радиальной состовляющей магнитного поля и вытеканию плазмы по радиусу, наружу при движении ее вдоль магнитных силовых линий.
"Столкновения основной компоненты с примесью, ведет к вымыванию примесных ионов из центральной зоны.
Вычисляя радиальную скорость примеси, усреднекую по магнитной
поверхности и ' по периоду колебаний, ' когда выполняются
неравенства:tikVuQ« 1, "дг^- 1. "o^Zi* 1 (здесь ц-коэффициент
вязкости, к -поперечная составляющая волнового вектора, ид'-частота
пилообразных колебаний, 2т^-длительность существования магнитного
острова, v7--частота столкновения примеси с ионами), получено
. х
распределение плотности примеси:п^(х)=п^дехр[/ H(x)dx), где х=г/а,
Н(х)=(1-з)-1 {(Z-7,)(dlnni/dx)-[(Z+2)/2]+3-i)}(dlnTi/dx), (здесь
гь-концентрация основной компоненты плазмы, Т^-температура ее
ионов, пт-концентрация примесных ионов, птп-концентрация примесных
1 Zmax .' iU
ионов в центре шнура, Z= гп(г)/п^-средний заряд примеси при Те ), .;
r)=(cjj/vZi(Z))(oQ-c^h2/n^k:^)(raI/ra-), upZeB/nijC." ' (шг~масса ' примесного иона, ит-его гирочастота и h-доля возмущенного магнитного поля) и ^(ггцк^/ыдКт^/т^л.
Возмущения магнитного поля при пилообразных колебаниях
сосредоточены внутри поверхности r=rs, что соответствует для Т—10
в рассматриваемых экспериментальных условиях значению х=г/а*0;2 и
быстро затухают вне зтой области, а основные параметры разряда
мало меняются ' в области локализации этих . колебаний. ;'В
экспериментальных , условиях величина колебаний магнитного . поля не .
превышает десятых долей процента от- полного ее -значения. Поэтому -'
можно положить halO , что соответствует t)q=s50, 5sl. Если считать,,
что магнитный,,остров имеет ширину л и прилегает к внутренней
границе области перемешивания г„, то концентрация примесных ионов .
определяется формулой: -.'. ;.-."-' '.".".;'' -
=Const п^(х)
[Pi(Xg)/Pi(xs-A)] '-.':.', ЫХд-А/а)" '.-';.-;':': {Pi(xs)/Pi(x)l1'0 (х3-д/а)5х«5 .;.;:.;./<Г у І
-.-.1 ^/"'"-: x':sxs.:;:'-^^
' 0 ' х*(х -д/а) '.'"- ' н ' 'і '''
где т)= i?o (xs-a/a)sxaXs , Р^(х)-давление плазмы, п^ (х)-'.";
0 х-зх концентрация примеси,' полученная ':/ ',
в классическом приближении.,.'.;,- ,,--'-
На рис.8, в качестве примера, приведено распределение/'пег .-радиусу гелиеподобных ионов хрома для различных значений параметра-"-' Пд и следующих профилей плотности. .. и , ...температуры;-
ni(x)=ni(0)(bx2),- Ti(x)=Ti(Q)(t-x2)1/2, Те=Те(0)(1-х2)2. Здесь плотность примеси нормировалась на единицу в .точке х=0,8. Из рисунка видно, что в области, где существует ыода, наблюдается резкое изменение плотности гелиеподобных ионов хрома. Причем для случая, когда ширина острова & занимает только часть области внутри поверхности r~rs., наблюдаются резкие градиенты на пространственном распределении, примесных ионов вблизи границ МГД-актианой зоны. Качественное сравнение теоретических кривых (Рис.8) с экспериментальными .. (Рис.?) показывает неплохое совпадение их. Это позволяет надеяться на то, что предлояенная в работе теоретическая интерпретация наблюдаемого явления правильно описывает физику исследуемого процесса и ' монет служить теоретической .основой предлагаемой методики-определения области локализации н пространственной структура МГД-активной зоны. Если такой метод при соответствующем теоретическом рассмотрении распространить на поведение наиболее представительных ионов примеси в периферийной области, то по соответствующим измерениям уже в области БУФ или видимого света мокно получить сведения об островах в этих областях. А это является очень важным для понимания и управления процессами переноса в плазме токамаков.
Таким образом, поведение примеси в зоне локализации МГД -актюности существенным образом зависит от ее параметров: частоты следования пилообразных колебаний-UQ, длительности существования магнитного острова-Tj и связанной с турбулентностью переменной-составляющей магнитного полк-h. Сущность этого явления заключается в том, что в зоне локализации ЫГД-активности появляется радиальная составляющая магнитного поля и плазма, вытекая вдоль магнитных силовых линий .нарушу, своим потоком вымывает примесь за границу острова. Эффективность этого процесса обусловлена тем, что частота столкновений основной компоненты - с примесными ионами « Z . В ререзультате за время существования острова примесь быстро выбрасывается за его границу и после развала острова с диффузионными временами медленно затягивается внутрь поперек магнитного поля. В результате такого процесса примесь имеет тенденцию накапливаться вблизи границы острова. Это приводит к появлению резких перепадов на кривых пространственного распределения концентрации примесных ионов. Экспериментальное
определение этих границ может служить диагностической методикой определения области локализации МГД-активности.
Из вышеописанного механизма очисткигорячей зоны плазменного шнура МГД-активным слоем, логически вытекает предположение, что создание подобной ситуации в периферийной области шнура, вблизи сепаратрмсы, может привести к созданию барьера для поступления примесей внутрь шнура. В теоретическом рассмотрении этой задачи показано, ' что путем "тряски" сепаратрисы пространственно дискретными катушками тороидального магнитного поля можно получить в этой области широкий стохастический слой, который, в принципе,, вообще может препятствовать (при выполнении некоторых условий) поступлению примеси внутрь шнура; а также расчитаны: вязкость в' условиях возмущенного магнитного поля- с учетом тепловых потокоз, усредненная скорость примеси относительно продольного движения плазмы в термах диффузионных коэффициентов магнитных силовых линий, диффузионные коэффициенты магнитных силовых линий и диффузионные коэффициенты плазмы.
Из проведенных расчетов следует, что если ширина стохастического слоя зх&а/2к (lCQ=2n/d=cN, здесь d-нормализованное расстояние между катушками, е=а/Н-тороидальность, N-число катушек) достаточно большая, то очистительные свойства стохастического слоя проявляются очень эффективно особенно для больших токамаков. Так если принять частоту столкновений примеси классической, то очистительные свойства этого слоя начинают проявляться уже при kQ<4. Поскольку кажется разумным принять 10< N <25, то получается при этом ограничения для kQ (2
