Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Обзор литературы по вращению плазмы и переносу примесей в токамаках 9
1.1. Теория вращения плазмы 9
1.2. Экспериментальные исследования вращения плазмы в токамаках 16
1.3. Теория переноса примесей в токамаках 26
1.4. Активная диагностика переноса примесей в токамаках 29
Глава II. Экспериментальная установка и диагностическая аппаратура 44
2.1. Параметры, режим работы, основные диагностики то-камака ФТ-І 44
2.2. Оптическая аппаратура для диагностики плазмы 47
2.3. Аппаратура для инжекции макрочастиц на ФТ-І, некоторые особенности взаимодействия макрочастиц с плазмой токамака - 56
Глава III. Исследование вращения плазмы 62
3.1. Результаты исследования полоидального вращения плазмы методом инжекции макрочастиц 62
3.2. Исследование вращения плазмы по допплеровскому сдвигу спектральных линий 87
3.3. Вращение электронной ком оненты плазмы 104
3.4. Анализ результатов исследования вращения плазмы в токамаке ФТ-І 116
Глава ІV. Исследование времени жизни примесей методом инжекции макрочастиц 127
4.1. Методика измерений 127
4.2. Измерение времени жизни различных элементов . 132
4.3. Исследование влияния параметров разряда на перенос примесей 137
4.4. Обсуждение результатов исследования переноса примесей 143
Заключение 157
Литература 161
- Экспериментальные исследования вращения плазмы в токамаках
- Аппаратура для инжекции макрочастиц на ФТ-І, некоторые особенности взаимодействия макрочастиц с плазмой токамака
- Исследование вращения плазмы по допплеровскому сдвигу спектральных линий
- Исследование влияния параметров разряда на перенос примесей
Введение к работе
Возможность теряоизоляции высокотемпературной плазмы с помощью магнитного поля была впервые высказана более тридцати лет назад в работах [1,2] , где было показано, что поперечный перенос тепла и частиц в замкнутых тороидальных ловушках может быть подавлен, если силовые линии магнитного поля образуют винтовую конфигурацию. Тороидальные магнитные ловушки, в которых винтовая конфигурация создается за счет суперпозиции внешнего тороидального поля и полоидаяьного поля тока, протекающего по плазменному шнуру, получили название токамаков. Описание основных принципов работы токамака и сводку результатов, достигнутых на разных этапах тридцатилетнего пути экспериментальных и теоретических исследований, можно найти в обзорах [41,42, 3] и монографии [4].
К настоящему времени на токамаках достигнуты значительные успехи: получены величины электронной и ионной температуры порядка нескольких килоэлектронвольт и времени удержания энергии в несколько сотен миллисекунд. Это обстоятельство позволяет считать токамаки самыми многообещающими системами для осуществления управляемой термоядерной реакции.
Однако для проектирования токамака с »зажиганием" реакции синтеза, а в перспективе и самого реактора, необходимо еще решить многие вопросы, связанные с нагревом и удержанием высокотемпературной плазмы. Одной из подобных проблем является выяснение физических механизмов, вызывающих аномальный перенос основной плазмы и примесей поперек магнитного поля. В связи с этим в последнее время пристальный интерес привлекает исследование вращения плазмы и радиального электрического поля, которые сильно влияют на поперечную диффузию плазмы в токамаках [б]. Сопостав-
- 5 -ление измеренных скоростей полоидального и тороидального вращения плазмы с их неоклассическими значениями может дать информацию о характере аномального переноса частиц.
Еще одной важной проблемой в программе исследований по управляемому термоядерному синтезу является контроль за поведением многозарядных примесей, неизбежно присутствующих в плазме тока-мака. Если примеси, поступающие со стенок разрядной камеры, накапливаются в центральной области плазмы, а именно такой эффект предсказывается неоклассической теорией переноса, то потери на излучение могут составлять значительную долю от мощности нагрева. При определенной концентрации многозарядных ионов примесей эти потери существенно увеличивают необходимую для протекания термоядерной реакции с положительным выходом величину Y)t ( п -плотность плазмы, t - ее энергетическое время жизни) [43 ]. В силу этого экспериментальные исследования удержания и переноса примесей в токамаках проводятся уже на протяжении долгого времени. Однако применяемые методики обычно носят косвенный характер, а экспериментальные данные отличаются сравнительно невысокой точностью, что создает определенные трудности в сопоставлении результатов, полученных на разных установках, а также сдерживает прогресс в понимании общих закономерностей поведения примесей.
Настоящая работа посвящена исследованию вращения плазмы и переноса примесей, которое проводилось на токамаке ФТ-І в лаборатории физики плазмы Физико-технического института им. А.Ф.Иоффе АН СССР. Был впервые применен новый метод диагностики, основанный на изучении возмущений, вносимых в высокотемпературную плазму твердой макрочастицей [б ], что позволило провести прямые измерения времени жизни примесей при разных условиях разряда и определить направление и величину скорости полоидального вращения
плазмы. Вращение плазмы изучалось также и традиционными методами: по допплеровскому сдвигу спектральных линий ионов примесей и по анализу колебаний на магнитных зондах.
Диссертация состоит из 4-х глав, введения и заключения.
В главе I кратко рассмотрено современное состояние теории вращения плазмы и переноса примесей в токомаках. Проведен анализ результатов экспериментального изучения полоидального и тороидального вращения плазмы. В этой же главе обсуждаются исследования переноса примесей, при этом основное внимание уделяется результатам, полученным при помощи методов активной диагностики. В заключении первой главы сформулированы задачи настоящей работы.
Экспериментальные исследования вращения плазмы в токамаках
Согласно неоклассической теории переноса [7] для плазмы в тороидальных магнитных ловушках тлеются три характерных режима поперечной диффузии, различающихся по степени столкновительности: гидродинамический режим Пфирша-Шлютера (режим частых столкновений), режим плато (промежуточные столкновения) и режим бананов (редкие столкновения). Границы режимов диффузии определяются значением безразмерного параметра столкновительности е , равного отношению частоты электрон-ионных столкновений чіеі к частоте обращения электрона по банановой траектории \Se- bfle IQ.\ /2 где \f7 - тепловая скорость электронов, = r/R - обратное аспектное отношение, В@ и 6 - полоидальное и тороидальное магнитное поле, соответственно.
В режиме редких столкновений, когда \)е А и тороидально запертая частица за время прохождения банановой траектории не успевает превратиться в пролетную за счет кулоновских столкновений, коэффициент диффузии Dx растет линейно с ростом ч)еі и определяется запертыми частицами. В столкновительном режиме, когда и длина свободного пробега частицы существенно меньше расстояния мелщу максимумом и минимумом магнитного поля вдоль силовой линии, коэффициент диффузии также растет линейно с ростом v ei .В промежуточной области частот столкновений, і 0е реализуется режим плато, где в первом приближении коэффициент диффузии не зависит от частоты столкновений [?]. Развитие неоклассической теории переноса внесло уточнение в вид зависимости Dx ( 0е ) . В [44 ] , например, было показано, что зависимость 7) (о ) носит плавный характер, без резких перегибов на грани Уде в самых ранних работах по неоклассической теории переноса было выявлено, что диффузия частиц в токамаках зависит от величины радиального электрического поля Еґ = -Ф . (Здесь и далее штрих означает производную по малому радиусу). Налагая условие амбиполярности на диффузию, можно найти самосогласованное значение -Ф . В [8] был рассмотрен случай диффузии плазмы в токамаке в режиме редких столкновений. Особенности вида функции распределения запертых ионов приводят к возникновению силы трения между пролетными и запертыми ионами, которая увлекает пролетные ионы в направленное движение вдоль магнитного поля. Из условия сохранения обобщенного аксиального импульса следует, что изменение продольной скорости движения ионов должно приводить к поперечной диффузии ионной компоненты плазмы, причем эта диффузия вызвана столкновениями частиц одного сорта, а именно пролетных и запертых ионов.
В реальной двухкомпонентной плазме такая исамодиффузия" ионной компоненты неизбежно приводит к возникновению радиального электрического поля. Следует отметить, что согласно классической теории переноса, коэффициент диффузии электронов поперек магнитного поля в (w\\ /те раз меньше, чем коэффициент диффузии ионов, поэтому именно условие отсутствия псамодиффузии" ионов и определяет равновесное значение Е.г = -Ф или скорости полоидального А/ вращения 1У0 . Это значение в общем случае сдвинутого максвел ловского распределения ионов определяется выражением [в]: здесь ЯІ"ц - средняя макроскопическая скорость движения ионов вдоль силовой линии магнитного поля, Вц , п; и 7} -концентрация и температура ионов, ут - численный коэффициент, который при выполнении условия If и + 1ГТ. = (2Т, /т;1) зависит только от ионного параметра столкновительности \)j .
Комбинируя (I) и (2), можно получить выражение, связывающее среднюю макроскопическую тороидальную скорость Iff с радиальным электрическим полем - Ф : Напомним, что форлула (І), определяет скорость полоидального вращения центров ларморовских орбит заряженных частиц плазмы обусловленную дрейфом в радиальном электрическом поле 1Г0 и течением вдоль силовых линий магнитного поля QVn . Для того чтобы найти скорости полоидального вращения отдельных компонент плазмы, надо к общему выражению ЯҐ0 = ЯГ о + вЯГи добавить скорость диамагнитного дрейфа соответствующей компоненты.
Аппаратура для инжекции макрочастиц на ФТ-І, некоторые особенности взаимодействия макрочастиц с плазмой токамака
Вращение плазмы в токамаках изучалось при помощи различных методов: по анализу пространственных возмущений периферии разряда, по допплеровскому сдвигу линий ионов примесей, по методу, основанному на инжекции в плазму твердых макрочастиц. Последний метод был впервые применен нагли на токамаке ФТ-І [іЗ ]. В настоящем параграфе мы не будем останавливаться на собственных экспериментах и ограничимся анализом результатов, полученных на других установках. Параметры установок, на которых проводились исследования вращения плазмы, и основные результаты этих исследований приведены в сводных таблицах I и 2.
Низкочастотные винтовые возмущения, возникающие на поверхно сти плазмы, наблюдались на токамаке ТМ-2 посредством скоростной фотографии [14]. Было обнаружено, что возмущения имеют характер волны, распространяющейся по полоидальнсму углу 0 . Такое дви жение интерпретировано как полоидальное вращение винтовой струк туры в радиальном электрическом поле. Скорости вращения Изменялись в пределах 2 10 vl.5«10 см/с. Величина электрического поля при этом должна лежать в пределах от нескольких десятков до 130 в/см. Направление вращения происходило иногда в сторону электронного, а иногда в сторону ионного диамагнитного дрейфа, что соответствует разным знакам потенциала плазмы.
Потенциал плазмы был впервые измерен прямым методом на токама-ке S Т [48,49]. Пучок ионов таллия Ті вводился в плазму перпендикулярно магнитному полю Bvp . После вторичной ионизации ионы Т1++ ,двигаясь по новой траектории, попадают в анализатор, измеряющий поток Tl++ . Разность энергий вторичного и первичного пучков определяется потенциалом плазмы в точке ионизации. Измерения показали, что плазма заряжена отрщательно относительно стенок лайнера, а величина потенциала в центре шнура равна примерно половине 1 : Ф(6) с - (100 200) В. В этом же эксперименте набором магнитных зондов регистрировались колебания полоидального магнитного поля [49]. Если колебания вызваны полоидальным вращением винтовой структуры токов, то частота колебаний должна складываться из ЫЕ - частоты вращения плазмы в радиальном электрическом поле и частоты СО - связанной с динмагнитным дрейфом электронов. GOgp рассчитывалась по измеренным методом томсоновского рассеяния Те(0 и Ие(г) ,а для определения СОЕг использовались значения потенциала плазмы, полученные по таллиевому пучку. Ока-залось, что сумма OJar + ЫЕ практически точно совпадает с измеренной частотой вращения МГД - возмущений.
МГД-колебания изучались на токамаке Т-3 [38]. Применялся кор-реляционный анализ флуктуации полоидального магнитного поля 6е . Система из 18 магнитных зондов, разнесенных по малому обходу тора, позволяла определять пространственную структуру колебаний, а набор полосовых фильтров - частотный спектр. Зарегистрирована скорость вращения винтовых возмущений (1 3)»10 см/с, направленная по.диамагнитному дрейфу ионов. Такое направление вращения соответствует положительному заряду плазмы относительно стенок камеры. Заметим однако, что правильность определения знака потенциала в этом эксперименте была поставлена в [4, с.П0]под сомнение. Там же отмечается, что распространение МГД-возмушений в сторону диамагнитного дрейфа электронов со скоростью, превышающей дрейфовую, является общей ситуацией для токамаков.
Б последнее время стал широко применяться метод измерения вращения плазмы по допплеровскому сдвигу линий ионов примесей. Опишем характерные особенности допплеровского метода.
Скорости вращения измеряются по сдвигу спектральных линий, наблюдаемых в двух противоположных направлениях относительно вращения. Максимумы радиальных распределений концентрации ионов примесей с различными потенциалами ионизации Е; достаточно хорошо локализованы по радиусу плазмы (см., например,[50] ). Регистрируя сдвиг линий ионов с разными Е; ,получают информацию о радиальном распределении скорости вращения. Измеренную в режиме омического нагрева величину полоидальной скорости сравнивают с неоклассической, вычисленной по формуле (8). Электрический потенциал плазмы обычно оценивают по формуле (3), используя экспериментальные значения тороидальной скорости.
Полоидальное и тороидальное вращение по допплеровскому методу было впервые измерено на небольшом австралийском токамаке LT-3 [51 ]. Для измерения тороидальной скорости была выбрана линия о 0V 2781 А, излучение которой локализовано в центральной зоне плазменного шнура с г 2.5 см. Скорость полоидального враще о ния регистрировалась по линии ОЦІ 3047 А, максимум излучения которой расположен на Г =5 см. Максимальные значения скоростей полоидального и тороидального вращения оказались равными 1fQ = (1.6+0.4)-105 см/с и ЯГф =(4.5+0.5) «Ю5 см/с. Тороидальная скорость направлена по току, а полоидальная - в сторону диамагнитного дрейфа электронов. Величина и знак полоидальной скорости совпадают с неоклассическими значениями. Электрический потенциал центра плазмы был рассчитан по измеренной Т5 в предположении параболических распределений ионной температуры, ионной концентрации и потенциала. Для разрядов с Те (6) =50 эВ потенциал центра равен Ф(о) =-100 Б. Вращение плазмы изучалось также в неустойчивых режимах. Было установлено,что полоидальное вращение меняет знак за 50 мкс до срыва, а скорость тороидального вращения сразу же после срыва падает до нуля. После восстановления стабильности разряда VQ и V возвращаются к стационарншл значениям. Описанные эффекты могут быть объяснены разрушением регулярной магнитной структуры при возникновении неустойчивости срыва. Тороидальное вращение плазмы исследовалось на американских то-камаках PLT [52,53] и ISX B [54,55] в режиме омического нагрева и при нагреве плазмы пучками нейтральных атомов. На токамаке ошибка в определении скорости тороидального вращения равна +1,5 10" см/с. Однако вся совокупность данных по измерению 7р в режиме омического нагрева позволила авторам [53 ] сделать вывод о том, что ITvD (10 см) л 1,5«10 см/с и направлена против тока (линия ге XX 2665 А), а ЯГц (30 см) ъ 10 см/с и направлена по току (линия С У 2271 А ). При максимальной мощности нейтральной инжекции в I МВт тороидальная скорость в центре достигает величины 1,2»10 см/с и направление вращения совпадает с направлением инжекции.
Исследование вращения плазмы по допплеровскому сдвигу спектральных линий
Из классической теории переноса частиц в многокомпонентной плазме следует, что многозарядные ионы должны накапливаться в областях с большой плотностью протонов, т.е. в центре плазменного шнура [17]. Этот процесс вызывается кулоновскими столкновениями между ионами примесей и протонами, благодаря чему тяжёлые ионы под действием силы трения дрейфуют в магнитном поле в область с большей концентрацией протонов. В стационарном состоянии устанавливаются такие распределения концентрации примесей п2(г) и протонов vvt (г) , при которых пропадает сила трения между ними. Для плазмы в цилиндрической геометрии с dT{ olr = 0 и \)ei = 0 это условие выполняется, если v\x (г) /иг(о) = [и;(г)/у); (о)] , где 2 - заряд примесей [17 ].
Для столкновительной плазмы, удерживаемой в тороидальной магнитной ловушке, коэффициент диффузии примесей, так 7&е как и основной компоненты, увеличивается в С) раз по сравнению с диффузией в прямом цилиндре [61 ]. Кроме того на процессы диффузии частиц существенное влияние оказывает градиент температуры [62]. Наконец, при вычислении потоков примесей необходимо учитывать то обстоятельство, что ионы примесей и протоны могут находиться в разных по частоте столкновений режимах. Благодаря большому заряду и массе ионы примесей находятся в современных токамаках в гидродинамическом режиме, тогда как основные ионы - в любой из трех по параметру столкновительности областей. Расчеты для водородной плазмы с одним сортом примеси показывают, что термодиффузия может значительно ослабить поток примесей внутрь, если протоны находятся в области плато или редких столкновений [бЗ ].
Строгая неоклассическая теория переноса примесей в плазме тороидальных магнитных ловушек, учитывающая многокомпонентный состав плазмы, реальные уровни концентрации примесей, терлодиффузию и другие факторы, оказалась чрезвычайно сложной [64]. Выражения для потоков ионов примесей в конкретных экспериментальных установках можно найти, например, в работах [б5,66,67,68].
Следует отметить, что неоклассическая теория переноса не может объяснить большинство имеющихся на сегодняшний день экспериментальных данных. Для того, чтобы удовлетворительным образом описать эксперименты, необходимо к неоклассическому потоку \tJE.o добавить аномальный в виде ГА = -Т А d их /ofr- или ГА - -ЪА Hi /v\e d v\Q [dr где коэффициент аномальной диффузии DA тлеет величину порядка нескольких тысяч см/с [.65]. До сих пор остается не выясненной функциональная зависимость коэффициента ЭА от параметров плазмы. Отсутствует также единое мнение о причинах, вызывающих аномальный перенос примесей. Предлагаются разные механизмы аномального переноса, например, уход ионов из горячей центральной зоны плазменного шнура при развитии внутренней неустойчивости срыва [їв], или усиление переноса примесей при комптоновском и индуцированном рассеянии дрейфовых волн [69 ]. Теория, развитая в [69], позволяет объяснить некоторые особенности удержания примесей с большим зарядом тг/т\ «2 наблюдаемые в экспериментах [55,70,71]. Теоретические исследования, проведенные в последнее время [19, 20,21] показали, что для большой области параметров плазмы необходимо учитывать влияние полоидального вращения на перенос примесей.
Полоидальное вращение плазмы уменьшает возмущение концентрации примесей на магнитной поверхности, оказывая нелинейное влияние на процессы переноса. При определенных условиях поперечный перенос примесей представляет собой дрейф в полоидальном электрическом поле, усредненный по магнитной поверхности, а величина поперечного потока определяется значением скорости полоидального вращения [і9,20]. В [20] вычислялись потоки примесей для случая, когда основные ионы находятся в режиме плато, а ионы примесей - в режиме Пфирша-Ііілютера, причем задача решалась в гидродинамическом приближении. Точное решение этой задачи, основанное на кинетическом рассмотрении, содержится в [21]. Там же приведены выражения для поперечных потоков примесей при неоклассической (I) и произвольной скоростях полоидального вращения. При неоклассической скорости поток примесей направлен внутрь и не зависит от заряда и массы примеси. Его величина значительно меньше, чем предсказывается в [64]. Направление потока может измениться, если поменяет знак скорость полоидального вращения.
В связи с большими успехами по дополнительному нагреву плазмы пучками быстрых нейтральных атомов [22], возникла необходимость исследования сопутствующих инжекпии явлений, к которым относится, в частности, влияние инжекции на перенос примесей. При замедлении мощного пучка нейтралей плазме передается импульс и она приобретает дополнительную скорость тороидального вращения. Изменение скорости тороидального вращения Ify , в свою очередь, приводит к изменению радиального электрического поля -Ф , см. (3).
Уход быстрых ионов из магнитной ловушки при нейтральной ин-жекции также может служить причиной изменения - Ф .И прямая передача импульса, и изменение радиального электрического поля, сказываются на процессах переноса примеси [72,73,74]. Оценки, основанные на результатах этих работ, позволяют качественно объяснить эксперименты по удержанию примесей при нейтральной инжекции на токамаке ISX B [55,75].
В заключение отметим, что законченной теории, удовлетворительно описывающей поведение примесей в разных токамаках в режиме омического и дополнительного нагрева пока еще не создано, а в [7б] выражается сомнение в возможности создания подобной теории в ближайшем будущем.
Исследование влияния параметров разряда на перенос примесей
Сильфонная разрядная камера установки изготовлена из нержавеющей стали. В установке имеются две кольцевые диафрагмы из нержавеющей стали, расположенные в противоположных сечениях тора. Для поддержания равновесия плазмы используются программированное во времени управляющее магнитное поле и медный кожух, оіфужающий лайнер. Раздельная система откачки турбомолекулярными насосами позволяет получать давление в лайнере $s (2 5) «10 тор и в ко-жухе &1»10 тор. Рабочим газом служит водород, напускаемый в камеру и в балластный объем импульсного клапана через палладие-вый натекатель. Импульсный клапан используется для поддержания заданной величины плотности в течение разряда.
В целях очистки вакуумная камера может длительное время прогреваться до 250С и тренироваться индукционными разрядами в атмосфере рабочего газа.
Импульсное тороидальное магнитное поле с полупериодом 80 мс создается 32-мя многовитковыми катушками. Плазменный ток возбуждается вихревым электрическим полем, индуцируемым с помощью железного трансформатора 0-образной формы. Предусмотрено перемаг-ничивание трансформатора для увеличения его вольт-секундной емкости (до 0,2 В с). На установке используется способ предионизации обратным током величиной 3 5 кА и длительностью 2 мс.
Для облегчения пробоя рабочий газ через кварцевое окно облучается ультрафиолетовым излучением от ртутной лампы. Рассеянные магнитные поля от тороидальной обмотки, трансформатора и т.д. компенсируются небольшим по величине (несколько гаусс) постоянным управляющим магнитным полем. Основной режим работы установки характеризуется следующими параметрами: 1р =30 50 кА; 1лр =1,6 2,5 В; Те(0) =50 400) эВ; Т;(о)= (70 130) эВ; пе =(0,3 1,5)«ТО13 см-3; энергетическое время жизни tB =0,6 1,5 мс.
На рис.3 показаны распределения безразмерных электронного \1е и ионного \J( параметров столкновительности, рассчитанных для режима работы токамака ФТ-І с параметрами: Те (0) = 400 эВ, Т{ (0)=100 эВ; Y\e(o) =Ю13 см "3, f =3,6. Как видно из рисунка, для основной части разряда ионы водорода показателен в режиме плато, подобный режим характерен для большинства современных токамаков.
На токамаке ФТ-І имеется достаточно полный набор диагностических средств для определения параметров плазмы. Однако из-за ограниченного числа диагностических патрубков одновременное применение всех методов не представлялось возможным. Поэтому в каждой конкретной серии экспериментов использовались те диагностические методы, которые давали наиболее необходимую информацию о параметрах плазмы.
Напряжение на обходе плазменного шнура измерялось витком, охватывающим железный сердечник трансформатора и наложенным сверху на разрядную камеру.
Для измерения тока, протекающего по плазме, использовались два пояса Роговского. Один уложен поверх лайнера и измеряет суммарный ток по плазме и стенкам лайнера, другой смонтирован внутри лайнера и измеряет только ток плазмы. После интегрирования сигналы с поясов Роговского, а также сигнал с витка, измеряющего напряжение на обходе, регистрировались на запоминающих осциллографах. Измерения плотности плазмы осуществлялось посредством микроволновой интерферометрии по четырем вертикальным и одному горизонтальному каналам. Интерферометр работал на длине волны 4 мм и собран по схеме Уортона [Зі].
Для контроля за вертикальным и горизонтальным смещением шнура использовался набор из четырех магнитных зондов, разнесенных на 90 по малому обходу тора. Зонды были ориентированы так, чтобы регистрировать полоидальную компоненту магнитного поля. Другой набор таких же зондов, расположенный в противоположном сечении токамака, позволял наблюдать за МГД колебаниями плазмы.
Напряжение на обходе, ток плазмы, средняя электронная плотность и горізонтальное смещение шнура от положения равновесия регистрировались в каждом импульсе на запоминающих осциллографах.
Для измерения радиальных распределений электронной температуры и плотности плазмы использовался метод томсоновского рассеяния лазерного излучения. Измерения проводились с помощью аппаратуры, описанной в [SO]. Луч рубинового лазера с энергией в импульсе & 5 Да проходил вдоль центральной вертикальной хорды камеры. Излучение, рассеянное под углом 80, регистрировалось шестика-нальным полихроматором, позволявшим снимать контур линии рассеяния за один импульс. Тем не менее, в связи с малой интенсивностью рассеянного света, контур линии усреднялся примерно по 10 разрядам токамака в целях уменьшения статистических ошибок.
Ионная температура измерялась одноканальним анализатором потока нейтральных атомов перезарядки [32]. Регистрировались атомы с энергиями в интервале 100 5000 эВ. Из полученных энергетических спектров при максвелловском распределении ионов по энергиям можно получить значение температуры ионов. Анализатор работал как в потоковом режиме, так и в режиме счета отдельных квантов. В последнее время появилась возможность регистрировать не только атомы, выходящие перпендикулярно оси разряда в экваториальной плоскости, но и проводить сканирование луча наблюдения прибора по сечению плазмы [Ю0].
В экспериментах осуществлялся контроль уровня жесткого рентгеновского излучения из плазмы. Оно регистрировалось сцинтиля-ционным счетчиком на кристалле АЫ и фотоумножителем. Счетчик регистрировал кванты с энергией более 100 кэВ, так как находился снаружи медного кожуха, имеющего толщину 15 мм.
