Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Описание экспериментальной установки 24
Глава 2 Система измерения радиационных потерь 32
Глава 3 Метод восстановления профиля радиационных потерь 46
Глава 4 Результаты восстановления профиля радиационных потерь. Влияние на излучение температуры диафрагмы 62
Глава 5 Абсолютная калибровка болометра 75
Глава 6 Влияние лития на разряд плазмы в токамаке 82
Глава 7 Баланс частиц лития в плазме токамака 95
Глава 8 Изучение быстрого проникновения примесей в центр плазменного шнура во время срыва. 115
Заключение 121
Список используемой литературы 124
- Описание экспериментальной установки
- Система измерения радиационных потерь
- Метод восстановления профиля радиационных потерь
- Результаты восстановления профиля радиационных потерь. Влияние на излучение температуры диафрагмы
Введение к работе
В настоящее время одним из самых перспективных типов плазменных ловушек для целей управляемого термоядерного синтеза (УТС) является токамак, где разрядная камера представляет собой тор. Плазменный шнур в нем удерживается винтовыми магнитными полями, которые создаются током, текущим по самой плазме, и большим продольным (тороидальным) полем, создаваемым внешними катушками. Однако, для осуществления термоядерной реакции в такой ловушке необходима температура плазмы порядка Т=Ї0 КэВ. Такая температура необходима для того, чтобы выход D Т - реакции был максимальным, при минимальном значении давления плазмы, т.е. произведения концентрации электронов на температуру плазмы. Гц, T=min [1]. Удержание плазмы магнитным полем не является абсолютным, то есть часть горячих заряженных частиц продолжает выходить на стенку камеры за счет диффузии поперек магнитного поля, а также при срыве в плазме Кроме этого, магнитное поле никак не задерживает излучение и нейтральные частицы, которые также передают на стенку, значительную часть энергии из плазмы. Поэтому между плазмой и первой стенкой токамака во время разряда идет достаточно сильный теплообмен. Потоки частиц и излучений на первую стенку токамака уже очень высоки при температуре электронов в плазме существенно ниже оптимальных ЮКэВ. Из-за этого, помимо разрядной камеры, необходим специальный приемник теплового потока из плазмы на стенку - диафрагма, либо специальное устройство, называемое дивертором. Его основные функции: уменьшить взаимодействие плазмы со стенкой и помешать примесям проникнуть в центр плазменного шнура. Как было показано в [2], поток энергии на пластиды дивертора токам ак-реактора УТС могут достигать q0=0.6KBT/cM". Чтобы снизить тепловую нагрузку на пластины дивертора, необходимо, чтобы как можно большая часть энергетического потока приходилась на долю излучения.
Излучение позволяет более равномерно распределить поток тепла и снизить тепловую нагрузку в диверторе.
Согласно[2], основной поток энергии, поступающий из плазмы в дивертор, сосредоточен в относительно узком слое вблизи сепаратрисы - символичной магнитной поверхности, разделяющей область замкнутых и разрушенных поверхностей. Это связано с теплопроводностным механизмом транспортировки энергии вдоль силовых линий магнитного поля кондуктивного потока тепла в объем дивертора. В диверторе при этом возникает область конверсии кондуктивного тепла в излучение и область объемной рекомбинации плазмы. Для этого температура чисто водородной плазмы должна быть довольно низкой Т=4эВ. Это охлаждение достигается излучательньтми потерями за счет нейтральной фракции D-T , либо за счет примесей. Таким образом, если обеспечить поступление атомов примеси в плазму со стенок, то атомы, ионизуясь и возвращаясь назад, будут циркулировать в близи сепаратрисы. При этом за счет ионизации, рекомбинации и тормозного излучения слой, в котором будут находиться эти примеси, отдаст часть энергетического потока из центра шнура на его прериферию в виде излучения на стенку.
Существует серьезная проблема выбора вещества в качестве такой примеси. Применение таких традиционных материалов, как W, Be, С позволяет до некоторой степени решить задачу для ИТЭРа, хотя и довольно сложным техническим приемом, требующим механической смены диверторных пластин после 1000 импульсов. Каждый из этих хорошо апробированных на токамаках материалов имеет наряду с определенными . достоинствами серьезные недостатки. Вследствие их возникают проблемы: высоких Z, съема тепла, большой эрозии, накапливающейся пыли и т.д. Для дальнейших шагов, например, создания DEMO-реактора, задача остается нерешенной.
Использование а качестве конструкционного материала для этих элементов бериллия, как следует го опыта токамака JET, нельзя считать оптимальным. Бериллий обладает низкой термостойкостью и при контакте с водородной плазмой пузырится и шелушится. Правда, в одном качестве он превосходит графит, а именно, в силу меньшего заряда Z "бериллиевый" токамак не столь подвержен переходам в ускорительный режим после большого срыва, кроме того, не так велик эффективный заряд плазмы - Zeff, характеризующий, как известно, влияние примесей на процессы, протекающие в плазме. (Например, Zeff =3 - на "графитовом" -JT-60U-, и Zeff=2,l - на "бериллиевом" - JET- токамаках). Однако, даже Zeff=2 недопустимо велико для ITER. Предельно допустимые значения составляют 1,5 - 1,8. Попытки снизить Zeff путем оптимального выбора конструкции дивертора и на JET и на JT-60U окончились фактически неудачей. В частности, в последнем проекте ITER-FEAT (2000г.) приняты два варианта диверторных пластин: на основе вольфрама и композиционного графитосодержащего материала CFC (Carbon Fiber Compozit), который превосходит по эрозионной стойкости известные марки графитов примерно в два раза. Мотивы выбора графита или вольфрама понятны: они связаны с компромиссом между требованиями по ресурсу диверторных пластин с одной стороны и с жесткими требованиями по предельной величине Zeff.
Очевидным шагом по пути снижения Zeff стало бы изменение материала пластин на вещество с меньшим зарядом Z. Таким вешеством является литий, и соответствующий переход практически был начат на токамаках TFTR и DIIID. Проведенные эксперименты по инжекции в плазму литиевых крупинок оказались весьма эффективными, обнаружив очевидное понижение Zeff [3].
Следующим логическим шагом могло бы стать создание дивертора с диверторной пластиной на основе лития [5,6]. При этом, однако, остро встанет вопрос о механизме отвода тепла из плазменного шнура на стенку.
Одной из наиболее реалистических кажется простая схема такого дивертора, в которой основной поток тепла из плазменного шнура передается на стенку за счет излучения нейтрального и ионизованного лития [4]. Поддержание необходимого уровня лития в периферийных областях плазменного шнура должно в такой схеме осуществляться эмиссией лития с диверторной пластины и оптимальным выбором его времени жизни т в периферийной плазме. Дело в том, что в силу малого ядерного заряда литий оказывается плохим переизлучателем. Увеличить излучение можно, либо традиционной добавкой примесей с более высоким Z (например, Аг), либо переводом лития в сильно нестационарное ионизационное состояние, когда литий переходит из одного ионизационного состояния в другое, например, сильно ухудшив его удержание в периферийных слоях, прилегающих к сепаратрисе. Первый вариант менее предпочтителен, так как несет потенциальную опасность проникновения тяжелых примесей в центр шнура.
Чтобы увеличить излучение, необходимо увеличить их рециркуляцию плазма-стенка, т.е организовать режим разряда с пониженным временем удержания примесей у границы. Это - один из предметов исследований. Пока, как показал опыт немецкого лимитерного токамака TEXTOR, излучательный слой (бланкет) в таком токамаке удается делать, покрывая стенки камеры кремнием (силиконизация). Полученные режимы разряда отличаются улучшенным удержанием плазмы и более высоким пределом по плотности ("улучшенная излучением" RJ-мода). Однако ZefF в центре плазменного шнура достигает при этом тройки. Предлагается заменить кремний на литий с конечной целью - исследовать возможность организации в токамаке RI - моды с малым Zeff в центре плазменного шнура.
Как было показано в [4] в диапазоне предполагаемых электронных температур периферии токамака-реактора (30 - 300 эВ) мощность расчетного нестационарного излучения лития могла бы превосходить на 2-3 порядка стационарный предел. Для ИТЭРа, например, достаточно было бы иметь на границе излучающий литиевый слой толщиной 10 см с плотностью пе = 2 10 " см ~" и П(л =10 см ~л , чтобы при т = 10 "' сек переизлучить на стенку около 100 МВт мощности. Заранее не исключено, что такие сравнительно малые значения т установятся сами собой, в результате развития периферийных МГД-мод (тип III ELM), либо, как результат специальной магнитной стохастизации периферии (эргодический дивертор), либо, наконец, с помощью постановки специальных диафрагм. Наиболее оптимальное решение, очевидно, будет зависеть от конкретных условий на периферии реактора. Однако, для всех подобных вариантов излучающего дивертора общим элементом должна стать литийсодержащая диверторная пластина, способная выдерживать мощные импульсные тепловые удары, возникающие при развитии большого срыва.
Одно из возможных технических решений такой пластины с привлечением для этих целей капиллярно-пористых систем (КПС) с литиевым наполнением - было предложено в 1997 г. В.И. Пистуновичем, Голубчиковым Л. Г и др. [5,6]. Образцы подобных пластин были созданы в нашей стране и прошли первые стендовые испытания на электронных пучках и плазменных сгустках [6]. Испытания подтвердили их высокую термостойкость. Следующим логическим шагом должны были бы стать их плазменные испытания в условиях реальных токамаков. Завершающим этапом проверки могла бы быть постановка таких уже полномасштабных пластин в какой-либо крупный токамак с дивертором (например, JET). Очевидно, однако, что этому должна предшествовать программа испытаний на малых и средних токамаках.
Использование жидкого металла [5,6,8,9], как возобновляемого покрытия в качестве материала находящегося в контакте с плазмой в токамаке-реакторе потенциально имеет ряд преимуществ, в сравнении с другими материалами и, возможно, поможет решить важную проблему значительного увеличения ресурса работы диверторных пластин без существенного увеличения ZefF плазменного шнура. Однако при использовании жидкого лития в токамаке возникает ряд технологических проблем, которые необходимо решить: обеспечение механической устойчивости жидкого лития; ионное распыление и тепловая эмиссия лития; осаждение лития на поверхности вакуумной камеры; накопление трития в жидком литии и его извлечение из лития; влияние примеси лития на параметры плазмы.
Эти проблемы до последнего времени оставались неизученными. Существенный прогресс в решении данных вопросов произошел в последние годы. По крайней мере, по первым трем пунктам получены экспериментальные результаты, которые можно использовать при планировании следующего шага. По двум последним - получены некоторые обнадеживающие данные, требующие дальнейшего изучения.
Хотя литий широко применяется в разных технологиях, например, в космических исследованиях, имеются некоторые опасения применения его в исследованиях по управляемому термоядерному синтезу. Опасаются; капельного разбрызгивания лития при развитии плазменных неустойчивостей, запыления диагностических окон, пожаров при взаимодействии лития с водой, трудностей теплое ьема, высокой эрозии при взаимодействии с плазмой, ее загрязнения и, наконец, захвата и накопления им трития. Между тем, литий был уже с успехом использован в качестве добавки к плазме в виде пеллет на TFTR и других токамаках [3]. Плазменные параметры при этом либо улучшались, либо не ухудшались. Какого - либо заметного запыления диагностических окон не наблюдалось. При разрядах в сильном магнитном поле литий, по-видимому, остается на стенках разрядной камеры. Исследование возможностей использования литиевых КПС, как стенок разрядной камеры - следующий шаг в освоении литиевой технологии. Ввиду большой сложности проведения экспериментов на токамаке с литиевым дивертором, предварительная работа, по изучению влияния лития на плазму токамака ведется на токамаке Т-11М с использованием литиевой диафрагмы. Такие эксперименты позволяют ответить на ряд вопросов связанных с литием, в том числе и на вопрос о рациональности изготовления и использования в экспериментах литиевого дивертора. Также необходимо решить такие задачи, как количество поступающего в разряд лития, его ионизационный состав, количество энергии, переизлучаемой литием в плазме, глубину проникновения лития в плазменный шнур и его распределение там и. т. д.
Первым предметом испытаний должна была стать совместимость периферийной плазмы токамака с литиевой капиллярной пластиной. Такая совместимость предполагает отсутствие значительных спонтанных потоков лития в горячую плазму в процессе разряда в токамаке. Причиной развития подобных потоков могла бы, например, стать разность электрических потенциалов плазма-стенка и, как следствие этого, развитие униполярных дуг или локальных "взрывов" поверхности, наблюдаемых, например, на графитовых диверторных пластинах (carbon blums).
Расчет этого процесса в условиях литиевой пластины невозможен -неизвестны, например, коэффициенты вторичной электронной эмиссии такой поверхности при интенсивном ультрафиолетовом облучении реальной плазмой. Известно, что в обычных условиях он аномально мал (« 0.5). Это должно было бы способствовать росту разности электрических потенциалов вплоть до уровня ЗТС.
Следующим аномальным процессом литиевой эрозии может стать также связанный с возникновением пристеночных электрических потенциалов процесс ионного распыления лития. Вычисленные [10] и измеренные [11] коэффициенты ионного распыления в условиях бомбардировки лития ионами дейтерия, трития и лития для условий твердой и жидкой литиевой мишени показывали, что можно было бы ожидать - !0- существенного роста поступления лития в плазму по этому каналу после перехода лития в жидкую фазу
Наконец, электрические потенциалы могут стать причиной развития вблизи границы плазма - жидкий металл микрокапиллярных волн, также ведущих к его повышенной эрозии.
Оценка интегрального вклада всех этих процессов в реальную литиевую эрозию может быть получена экспериментально в условиях, существующих вблизи диафрагмы среднего токамака, с граничной температурой электронов в диапазоне 15-30 эВ. Точнее, таким способом может быть смоделирована наиболее опасная "переходная" фаза работы дивертора, соответствующая формированию разряда и развитию граничных МГД - неустойчивостей (ELM). Первым этапом таких испытаний КПС в качестве элемента диафрагмы и стал эксперимент на токамаке Т-11М [4,7].
Эксперименты на токамаке Т-11М показали отсутствие аномальных каналов эрозии жидкого лития при взаимодействии его с дейтериевой и гелиевой плазмой при типичных параметрах периферии реактора (пе =1019 га"3 , тепловой поток - Р=Ю MW/m ). В итоге выяснилось, что доминирующим каналом поступления лития при температуре выше 500 С с нагретой литиевой диафрагмы в плазму следует считать термоэмиссию. Капельное разбрызгивание удалось подавить подбором специальной конструкции капиллярно-пористой системы литиевой диафрагмы. Разумеется, что эти результаты должны быть проверены в экспериментах на больших токамаках.
Проблема захвата трития поверхностными пленками и растворения его в материале первой стенки может оказаться критической для всей программы магнитного управляемого термоядерного синтеза. Как известно, в опытах на TFTR и JET с тритием были обнаружены его серьезные невосполнимые потери. Важное преимущество лития - высокая активность поглощения по отношению к газам и продуктам эрозии первой стенки реактора - может превратиться в этом пункте в его серьезный недостаток. - II -
Какие пути решения могут быть предложены? В опытах Т-11М было показано [4,8], что в реальных плазменных условиях малого токамака близких к условиям периферийной плазмы реактора, происходит активная сорбция дейтерия и даже гелия. Однако, сорбция гелия снижается уже при нафеве первой стенки до 50-100С, а дейтерия - только до 350-400С ( порог для графита составляет, как известно, около 250С). Очевидно, это не разложение гидрида лития - для него был бы необходим нафев до 700С.
Отсюда можно предположить, что существенная доля трития сорбируется на литии относительно слабо и может быть освобождена при рециркуляции лития путем его нагрева до 450-500С в специальном объеме. Наконец, после окончания экспериментальной компании литий со стенок и сорбированный им тритий, в отличие от фафита, могут быть, в принципе, удалены и рекуперированы путем обработки стенок простой водой. Очевидно, что литий как материал дивертора может быть применен без каких-либо дополнительных устройств и офаничений в DHe - реакторе.
Разумеется, все сказанное относится к сорбции трития только литием. Вопрос накопления трития в материале первой стенки при наличии пленок лития остается открытым.
Однако, для всех вариантов излучающего дивертора общим элементом должна стать литийсодержащая диверторная пластина, способная выдерживать как мощные импульсные тепловые удары, возникающие при развитии большого срыва, так и менее мощные, но более частые в ELM-ax. Именно срывы в основном приводят к разрушению диверторных пластин из традиционных материалов (melting, blistering, cracking) и делают необходимой их периодическую замену. Жидко метал ическая литиевая диверторная пластина, самовосстанавливающаяся после срыва, а потому не требующая частой замены, имеет существенное преимущество перед традиционными схемами. Эксперименты с моделированием срывов с помощью плазменных ускорителей [6] и реальные эксперименты на токамаке T-11M [4,7] показали, что испаряющийся литий обеспечивает заметное экранирование КПС- поверхности от тепловых ударов в срывах, а капельное разбрызгивание вследствие протекания гало-токов в срывах, может быть существенно уменьшено путем рационального выбора конструкции приемной пластины.
Однако, прежде чем дать окончательный ответ на выбор концепции литиевого переизлучающего дивертора, необходимо решить целый ряд вопросов связанных с применением лития в плазме, например таких как, количество лития поступающего в плазму, его поведение в плазме, влияние лития на плазму, количество излучаемой энергии и т. д.. Решению части этих вопросов посвящена диссертационная работа. Ее конкретными целями было:
В условиях токамака с литиевой диафрагмой предстояло исследовать реальную динамику излучательного охлаясдения границы плазменного шнура. Сравнить излучательиую динамику плазменного шнура в условиях литиевой и графитовой диафрагм.
На основе полученных данных, оценить реальное время жизни лития в периферийной зоне плазменного шнура Т-11М для создания в последствии комплексной модели поведения излучателей литиевой оболочки токамака-реактора.
Основным инструментом при решении этих задач стали многоканальные болометрические (интегральные) измерения радиационных потерь в Т-ПМ и их интерполяция с учетом некоронального характера излучения лития.
Болометрические измерения излучения из плазмы играют важную роль при экспериментах в исследованиях по УТС. Интегральные радиационные потери плазменного шнура в токамаке один из ключевых параметров, - із- который обычно контролируется с помощью широкоугольного болометра. Величина радиационных потерь варьируется, в зависимости главным образом от уровня примесей и плотности, приблизительно как 15-50 % от полной мощности вводимой в плазму. По величине радиационных потерь можно пытаться оценить количество примесей в плазме. При более детальном анализе излучения из плазменного шнура можно получить радиальное распределение или профиль радиационных потерь в плазменном шнуре, а на основе этих данных попытаться восстановить картину пространственного распределения примесей в разряде. Для изучения этого вопроса на токамаке Т-11М А. Г. Алексеевым и соавторами был ранее установлен 16-ти канальный, скоростной, фотодиодный AXUV - болометр [12], с временным разрешением систем регистрации от Ідо 200 мксек. Эти болометры имеют почти постоянную чувствительность в области видимого света, ультрафиолета и мягкого рентгена и из-за своего быстродействия приобретают все большую популярность во всем мире для исследования излучения плазмы. Например, такой болометр используется для регистрации излучения на токамаке Abator C-Mod [13]. На установке Т-1Ш AXUV -болометр "смотрел" на плазменный шнур с тангенциального направления, по касательной к оси шнура. Такое расположение болометра позволило увеличить вклад излучения из центральной части плазменного шнура приблизительно вдвое, по сравнению с традиционным поперечным наблюдением. Поэтому для восстановления профиля радиационных потерь обычный метод "абелизации" в цилиндрической геометрии не годился. В связи с этим, для восстановления профиля радиационных потерь из данных тангенциального болометра автором был разработан численный метод решения данной обратной задачи в предположении тороидальной симметрии, который в сущности своей является аналогом "абелизадии" для тороидальной геометрии. Данный метод был использован для анализа интегрального плазменного излучения, в экспериментах с литиевой - S4- диафрагмой на Т-11М. Благодаря применяемому на установке Т-11М тангенциальному обзору плазмы удалось получить достоверный профішь излучения для центральной части плазменного шнура даже в тех случаях, когда основное излучение плазмы было сосредоточено на периферии плазменного шнура. Это явилось его главным преимуществом по сравнению с обычным, применяемым на большинстве подобных установок, методом поперечного наблюдения за плазмой, где получить достоверный профиль излучения с низким уровнем сигнала из центральной части шнура, на фоне большого периферийного сигнала, является серьезной проблемой. Наиболее близкое решение к применяемому на установке Т-11М способу обзора использовалось на токамаке Alcator C-Mod [13]. Однако там линейка AXUV-болометра располагалась горизонтально, что, конечно, позволило избежать проблемы смещения плазменного шнура из-за Шафрановского сдвига магнитных поверхностей, но не позволяло наблюдать область вблизи диафрагмы. На токамаке Т-11М линейка располагалась вертикально, и в поле обзора попадал весь плазменный шнур. Это расположение линейки болометрических датчиков позволяло наблюдать как область диафрагмы, так и область в верхней, удаленной от диафрагмы, части плазменного шнура, что положительно сказывается на возможности надежно восстановить локальный профиль излучения даже в случаях сильной асимметрии излучения. Это было бы невозможно при другом расположении линейки болометра. Однако, такое расположение болометра не позволило использовать для восстановления локального профиля стандартный метод преобразования Абеля, действующего в предположении о цилиндрической симметрии излучателей. Из-за этого возникла необходимость создать новый метод восстановления профиля радиационных потерь, учитывающий их тороидальную симметрию.
Для более точного анализа экспериментальных данных и более детального изучения вопроса была сделана абсолютная калибровка болометра, благодаря которой мы имели возможность получить профиль излучения из плазмы в абсолютных единицах и видеть долю мощности, вложенной в разряд, которая приходится на излучение,
Основываясь на болометрических измерениях, используя разработанный метод восстановления профиля радиационных потерь, изучалось распределение излучения в ллазме токамака при работе с литиевой и графитовой диафрагмами, что позволило выяснить особенности, вносимые литием в плазму токамака. Было обнаружено принципиальное отличие разряда с литиевой диафрагмой от разряда с графитовой. Прежде всего, при работе с литием, было обнаружено существенное улучшения параметров разряда [7]. Было установлено, что на границе плазменного шнура образуется переизлучающий слой, на долю которого приходится до 80% излучения из плазмы. При этом эффективный заряд плазмы остается на низком уровне Zeff=l-1.2, по сравнению с разрядами на графитовой диафрагме, где эффективный заряд плазмы был Zeff^ 1.4-2 и основное излучение сосредоточено б центральной части плазменного шнура. При работе с литием центральная часть плазменного шнура не охлаждается и не загрязняется литием.
На основе полученного профиля излучения была создана модель радиационного охлаждения краевой плазмы токамака с литиевой диафрагмой. На основе процессов ионизации и рекомбинации лития, а также с учетом экспериментально измеренного радиального профиля была создана модель баланса частиц лития на границе плазменного шнура. Были решены модельные нестационарные дифференциальные уравнения, описывающие баланс частиц лития в плазме токамака. Полученное решение полностью соответствует экспериментальным данным и позволяет объяснить наблюдаемые экспериментальные факты.
С помощью развитой методики локальных измерений источников излучения получены указания на существование тонкой структуры «черных пятен» в плазме токамака.
Суммируя сказанное можно было бы охарактеризовать результаты проведенной работы следующим образом:
Новизна работы:
Создана, ранее не существовавшая на токамаках, методика определения локальных интенсивностей радиационных потерь плазмы, измеряемых по касательной к оси тора, что позволило увеличить контрастность центра в 2 раза.
Произведено сравнение характерных особенностей излучения плазмы в токамаке с литиевой и графитовой диафрагмами. Обнаружено их принципиальное отличие.
Создана модель радиационного охлаждения краевой плазмы токамака с литиевой диафрагмой, позволяющая объяснять наблюдаемые экспериментальные факты.
С помощью развитой методики локальных измерений источников излучения получены указания на существование тонкой структуры "черных пятен" в плазме токамака.
Практическая ценность работы:
Доведена до уровня стандартного метода измерений методика определения локальных и интегральных интенсивности радиационных потерь, которая используется на установке Т-1 ] М.
Результаты работы могут быть использованы в качестве исходных данных для создания комплексной модели поведения лития в плазме токамака.
На защиту выносится:
Обоснование методики определения локальных интенсивностей радиационных потерь.
Обнаружение и объяснение особенностей радиационных потерь в токамаке в случае с литиевой и графитовой диафрагмами.
Исследование феноменологии излучательных потерь в токамаке Т-11М в режимах с разными ле и различных способах инжекции лития в плазму.
Результаты работы докладывались на:
28 Звенигородская конференция по физике плазмы и УТС 2001г.
29 Звенигородская конференция по физике плазмы и УТС
2002г.
3. 30 Звенигородская конференция по физике плазмы и УТС
2004г.
10 Всероссийская конференция "Диагностика Высокотемпературной плазмы", 2003г
9 международная научно-техническая конференция студентов и аспирантов. Радиоэлектроника Электротехника и энергетика. МЭИ, Москва. 2003г.
30 EPS Conference on Contr. Fusion and Plasma Phys., St Peterburg 2003 ECA
10 международная научно-техническая конференция студентов и аспирантов. Радиоэлектроника Электротехника и энергетика. МЭИ, Москва, 2004г
8. 1 Курчатовская молодежная научная школа. РНЦ «Курчатовский институт», Москва. 2003г
Апробация работы в публикациях: Prokhorov A. S. et. al., Measurements of the Plasma Radiative Loss Profile in the T-11M Tokamak with the Help of a Tangential-View AXUV Photodiode Array., Plasma Physics Reports, vol. 30. No. 2, 2004, pp. 155-162
Прохоров А. С, Мирнов С. В., Поведение излучения дейтериевой плазмы в квази стационар ном режиме токамака с литиевой диафрагмой. 10я международная научно-техническая конференция студентов и аспирантов. Радиоэлектроника Электротехника и энергетика. МЭИ, Москва. 2-3 марта 2004г. Том 3, стр. 63
Лазарев В. Б. и др.; Квази стадион арный эксперимент с тонкой литиевой диафрагмой на Т-11М. 30th EPS Conference on Conrr. Fusion and Plasma Phys., St Peterburg 7-II July 2003 ECA,vol.27A, P-3.162
Прохоров А. С., Мирнов С. Получение профиля радиационных потерь на установке Т-11М с помощью AXUV детекторов с тангенциальным обзором. 1 я Курчатовская молодежная научная школа. РНЦ «Курчатовский институт», Москва, 17-19 ноября 2003г , стр. 47
Прохоров А. С, Мирнов С. Радиальное распределение радиационных потерь на токамаке Т-11М с литиевой диафрагмой. 9 я международная научно-техническая конференция студентов и аспирантов. Радиоэлектроника
Электротехника и энергетика. МЭИ, Москва. 4-5 марта 2003г. Том 3, стр. 77-78
Прохоров А. С. и др., Измерение профиля радиационных потерь на установке Т-11М с помощью AXUV детекторов с тангенциальным обзором. 10я Всероссийская конференция. Диагностика Высокотемпературной плазмы. Тезисы докладов. Троицк. 8-13 июня 2003г, стр. 49. Evtikin V. A. et. al., Main Directions and Recently Test Modeling Results of Lithium Capillary-pore Systems as Plasma Facing Components., Plasma Science and Technologiy, China 2003. p. 134
Мирнов С. В. и др., О природе возникновения "темных пятен в плазме токамака во время срыва",30т EPS Conference on Contr. Fusion and Plasma Phys., St Peterburg 7-11 July 2003 EC A, vol.27 A, P-3.169
В первой главе работы дается описание экспериментальной установки, приводятся ее основные технические параметры. Описывается система диагностики плазмы.
Вторая глава посвящена описанию болометрических измерений, которые легли в основу этой работы. Описывается многоканальный скоростной AXUV-болометр, а также система сбора данных болометрических измерений. В этой главе говорится о расположении болометра на установке Т-11М, таким образом, что измерения велись вдоль плазменного шнура. Благодаря такому расположению болометра удалось увеличить в измеряемом сигнале в два раза вклад излучения из центра плазмы. Это позволило получать достоверный профиль излучения в центральной области, при сильном свечении плазмы на периферии.
В третьей главе описывается метод восстановления радиального профиля излучения из интегральных болометрических сигналов. Предложенный метод, в отличие от широко распространенного метода преобразования Абеля, предполагающего цилиндрическую симметрию, предполагает тороидальную симметрию, которая ямеет место при нашем способе болометрических измерений. Также была сделана оценка погрешности, которую вносит метод восстановления,
В четвертой главе приведены примеры применения разработанного метода восстановления профиля радиационньгх потерь. Восстановленные профили разумно передают некоторые особенности соответствующих разрядов и согласуются с другими экспериментальными данными, что подтверждает правильность работы нашего метода. Также в этой главе сделана оценка влияния температуры диафрагмы перед импульсом на плазму токамака. С ростом начальной температуры диафрагмы увеличивается и полная энергия излучения лития. При этом наблюдается слабый рост излучения центра с ростом температуры диафрагмы перед импульсом, значительно слабее, чем для всего плазменного шнура в целом. Это означает, что рост поступления лития в плазменный шнур в условиях токамака Т-11М приводил к перераспределению излучения лития в пользу периферии плазменного шнура, что является желательным процессом с точки зрения перехода к токамаку — реактору типа ИТЭР.
В пятой главе описывается метод абсолютной калибровки болометра. Это позволило узнать реальную локальную мощность излучения и получать профиль излучения уже в реальных абсолютных единицах излучения. Во-вторых, мы смогли сравнивать полную омическую мощность, вложенную в разряд с полной мощностью излучения, которую отдает плазма.
Для абсолютной калибровки болометра было определено, какая часть излучения из всего объема канала в плазменном шнуре попадает на каждый детектор. Зная аппаратную функцию болометра, т.е. связь между мощностью, приходящей на каждый детектор, и выходным сигналом мы можем произвести абсолютную калибровку болометра. Умножая найденные коэффициенты на аппаратную функцию, мы сможем найти коэффициенты, связывающие полную мощность излучения из всего объема канала с сигналом, измеренным регистрирующей аппаратурой, т.е. провести абсолютную калибровку болометра. В этой главе рассмотрен разряд с напуском неона. Для этого разряда строились профили излучения. Сравнение полной мощности излучения из плазмы с омической мощностью, вложенной в разряд, подтверждает правильность произведенной абсолютной калибровки болометра.
В шестой главе исследуется влияние лития на плазму токамака. Для этого сравниваются профили излучения для разрядов с литиевой и графитовой диафрагмой. Для изучения влияния литиевой диафрагмы на установке Т-ПМ были проведены многочисленные эксперименты. Эти эксперименты проводились как с литиевой, так и с графитовой диафрагмой, что позволяет нам сравнивать эти разряды между собой. Было обнаружено, что время разряда напрямую зависит от уровня излучения из центральных областей плазменного шнура. Наибольшее время разряда было достигнуто в экспериментах с литиевой диафрагмой, так как в этих разрядах мощность излучения из центральных областей плазмы была существенно ниже, по сравнению с разрядами на графитовой диафрагме. При этом на границе плазмы образовался пере излучающий слой толщиной около 5 см. Такой переизлучающий слой характеризует разряды с литиевой диафрагмой. При этом на периферии плазмы сосредоточено до 80% всего излучения из плазмы. По мере роста длительности разрядов возрастает температура электронов в центре плазменного шнура. Так, для разрядов с литиевой диафрагмой температура электронов составила 380-440 эВ для разрядов на графитовой диафрагме 260-400 эВ. Таким образом, применение литиевой диафрагмьт существенно улучшает параметры разряда. Повышается термоизоляция плазмы при одновременном снижении эффективного заряда плазмы.
Таким образом, литий не только способствует улучшению параметров разряда и удержания плазмы в токамаке, но и образует на периферии плазменного шнура слои излучения толщиной около 5см, в котором теряется до 80% всей мощности, уходящей с излучением. Этот слой не оказывает никакого негативного влияния на плазму токамака. Литий не загрязняет плазму. При экспериментах с литиевой диафрагмой не наблюдалось сильного роста эффективного заряда плазмы. Он был равен в наших экспериментах с литиевой диафрагмой Zeff= 1.1-1.15, а значит опасения, что литий, проникая в плазму, сильно загрязнит ее, не подтвердились. Кроме того, падает излучение из центральных областей плазменного шнура, улучшается термоизоляция плазмы, и мы наблюдаем рост температуры электронов в центре плазмы при работе с литиевой диафрагмой по сравнению с графитовой.
В седьмой главе моделируется баланс частиц лития на периферии плазменного шнура. Для этого составляется система уравнений на основе уравнения описывающего динамику установления коронального равновесия [43]. Это уравнение дополняется дополнительными членами, благодаря чему удается смоделировать баланс частиц лития на грани це плазменного шнура. Помимо этого привлекается также уравнение баланса излучения.
Так как в полученную систему, в качестве аргумента входит время жизни иона лития на периферии плазмы, было найдено решение для различных значений т..
Прямое экспериментальное определение времени жизни на границе плазмы в токамаке затруднительно. Однако известно, что, среднее время жизни иона в плазме токамака Т-11М по порядку величины равно 10" сек. Время жизни иона на границе плазменного шнура, при наличии на границе локального источника поступления вещества в плазму (у нас это литиевая диафрагма) должно быть существенно ниже. Примем время жизни на границе плазмы Т-11М, т от 10" до 10" сек. Промоделируем ситуацию с этими временами жизни иона лития в плазме на периферии плазменного шнура.
Было получено, что время жизни 10~2 сек, практически не реализуемо, из-за того, что при этом электронная плотность должна быть заметно выше реально существующей. Таким образом, наше предположение о времени жизни 1-2мсек является верным. Это подтверждается и сравнением с эффективным зарядом плазмы, который оказывается равным 1.1-1.2, что и следовало ожидать согласно экспериментальным данным.
Наша модель позволяет ответить и еще на один вопрос, а именно о количестве лития, поступающего в плазму. Его поступление оказалось 2-1020-3-1020сек\
В восьмой главе изучается сверхбыстрое проникновение примесей в плазменный шнур. С помощью быстрой AXUV-линейки, на токамаке Т-11М удалось наблюдать сверхбыстрое проникновение (1-10км/сек) примесей в центр шнура при большом срыве [46,47], подтверждающее предположение о конвективном характере переноса плазмы в ходе такого рода разрушений ее магнитной конфигурации
В ходе этих экспериментов было замечено внезапное появление ярких и темных пятен на фоне общего свечения центральных областей шнура [46].
Описание экспериментальной установки
Данная работа стала продолжением многолетних (1998 -2003 гг) экспериментов на установке Т-11М. Целью этих экспериментов было выяснить вопрос совместимости лития с плазмой токамака и определить возможность применения лития в диверторе токамака-реактора. Произведенные эксперименты показывают на принципиальную возможность организации на периферии плазменного шнура переизлучающего слоя, который будет переизлучать большую часть энергии, поступающей из плазмы на первую стенку токамака-реактора.
Первым шагом к созданию такого дивертора были эксперименты с литиевой диафрагмой. Эти эксперименты позволяют ответить на целый ряд критически важных вопросов.
Основным источником данных, используемых для обнаружения переизлучающего слоя, а также для изучения вопроса проникновения примесей в центр плазменного шнура и излучения во время срывов служил упомянутый выше скоростной многоканальный болометр. Показания этого болометра и являются основным источником экспериментальных данных для этой работы. Кроме болометрических измерений в работе использовались данные стандартных измерений электронной плотности, температуры электронов и свечения мягкого рентгена. В качестве индикатора поступления лития использовалось свечение спектральных линий нейтрального лития и иона Li+. Важными данными являются напряжение по обходу токамака и ток, текущий по плазме. Они позволяют нам следить за омической мощностью, вложенной в разряд, что позволило сравнить ее с мощностью излучения из плазмы.
Эксперименты с литиевой диафрагмой проводились на установке «Ї-11М», представляющей собой классический токамак [1]. Его основные параметры следующие большой радиус тора 0.7м малый радиус (положение диафрагмы относительно центра) 0.18 0.25м тороидальное поле на оси тора 1Тл ток в плазме. 80 - 90 кА длительность разряда 0.2-0.3 сек средняя электронная плотность пе (1 - 5)1013см 3 электронная температура на оси Те 300-КООэВ электронная температура у поверхности лимитера 20-КЗОэВ, тепловая нагрузка на поверхность лимитера 4-И 2МВт/м средняя омическая мощность в разряде 100кВт рабочий газ Нг, D2, Не
В процессе первого этапа работы по программе литиевых экспериментов на Т-11М совместно с ТУП «Красная Звезда» были успешно испытаны две конструкции тепловых приемников - литиевых диафрагм на основе каппилярно-пористой системы (КПС) [4,5,6,7]. Они отличались в основном параметрами многослойной сетки КПС материала и конструкцией торцов диафрагмы. КПС материал, имеющий форму полуцилиндра, был установлен на несущей конструкции блока диафрагмы П-образной формы, из нержавеющей стали. В объеме КПС пластины устанавливались термопарные датчики температуры для контроля температуры лития до и после разряда. Внутри трубки размещался электронагреватель с регулируемой мощностью до 60 Вт. Нагреватель позволял устанавливать начальную температуру лития в диапазоне от 50 до 500 С.
Псрвый вариант диафрагмы. Использовался КПС материал на основе молибденовой, плетеной многослойной сетки с эффективным радиусом пор 75мкм (толщина проволоки сІ ІООмкм, размер ячейки 150мкм) заполненной литием.
Второй вариант диафрагмы. Использовался КПС материал на основе многослойной сетки (ё=30мкм) из нержавеющей стали с эффективным радиусом пор 15мкм. Два датчика температуры - термопары хромель-алюмель в середине и на краю диафрагмы находились на глубине d 1мм от поверхности. Такое расположение позволяло с достаточной точностью определять полное количество тепла, поступившего на диафрагму в процессе разряда
Обе указанных диафрагмы были успешно испытаны на Т-1Ш в режиме импульсного (0,05 сек.) теплового нагружения на уровне 10 МВт/м2. В модернизированном T-1IM длительность теплового нагружения могла возрасти в 5 раз. В связи с этим был проведен дополнительный анализ, полученных ранее экспериментальных данных, и на его основании выданы рекомендации на разработку теплового приемника (литиевой диафрагмы) нового типа.
Новизна ее состояла в том, что активный литиевый слой, стабилизированный капиллярно-пористой структурой, должен был находиться в тесном тепловом контакте с молибденовым аккумулятором тепла.
Новый этап испытаний (2002г) проводился в условиях близких к первому за исключением длительности разряда, которая была увеличена до О.Зсек, т.е. при удлинении теплового импульса в 3-5 раз. При этом на токамаке удалось получать квазистационарные режимы разрядов, когда в течение некоторого времени (около 50 мсек) не изменялись основные параметры плазмы, такие, как электронная плотность и температура.
Основной технической проблемой, которую предстояло решить, оказалось обеспечение длительного поддержания тока в токамаке Т-11М. Решение ее было возможно при двух условиях: удлинения импульса тороидального поля и тиристорного управления первичным током индуктора.
Для выполнения первого условия были созданы и испытаны системы питания обмотки тороидального магнитного поля токамака Т-11М от промышленной сети. В ходе работы была создана тиристорная система питания обмотки Т-11М на базе модернизированной системы питания ТСП для удлинения импульса тороидального магнитного поля Т-11М вплоть, до 1 секунды. Существовавшая до этого система питания базировалась на конденсаторной батарее и позволяла получить импульс "постоянного" магнитного поля (с падением не более 10%) не более ОД секунды. В ходе работы были созданы новые системы управления выпрямителя и коммутации тока. -29 В процессе испытаний на балластную нагрузку и обмотку Т-11М были получены расчетные значения токов (до 9 кА) и длительностей импульса магнитного поля - до 1 секунды. Проведена необходимая коррекция систем управления и коммутации токов. Созданная система питания и управления позволяет получать импульсы тока в обмотке тороидального поля установки Т-1ЇМ до 11-12 к А и длительностью до 2 секунд. Для выполнения второго условия был создан тиристорныи управляющий регулятор с обратной связью, позволяющий продлить импульс продольного тока в пределе до 0.3с, Реальная длительность тока плазмы с литиевой диафрагмой составила от 0.15 до 0.23с. Эксперименты на Т-11М ставились следующим образом. Диафрагма с литиевым КПС элементом вводилась в разряд из нижнего вертикального патрубка в качестве горизонтального рельсового лимитера. Графитовая диафрагма была установлена в противоположном сечении (180 по тору) в аналогичном патрубке. В зависимости от глубины ввода в камеру токамака той или иной диафрагмы мы могли получать разряды или с графитовым, или с литиевым лимитером.
Система измерения радиационных потерь
Болометры являются стандартным диагностическим средством в экспериментах по управляемому термоядерному синтезу, главным образом, для измерения полной мощности радиационных потерь плазмы и получения локальных, пространственных профилей излучения. Тонкие металлические фольги [20,21] и пироэлектрические датчики [22], обычно используемые для этих целей, не имеют выборочной чувствительности в широком спектральном диапазоне излучений, из-за теплового характера их реакции на излучение. Низкая чувствительность и восприимчивость к внешним электромагнитным шумам, а также малое время отклика, приводят к сильным ограничениям при создании многоканальной болометрической системы.
В то же время, быстрое время отклика и, как известно, высокая чувствительность полупроводниковых датчиков дает им большие преимущества при использовании их в качестве регистраторов излучения, идущего из плазмы. Так как спектр радиационных потерь плазмы расположен обычно в диапазоне энергий 20эВ-5кэВ, а полупроводниковые датчики имеют пороговую чувствительность Eg 2эВ, то, это делает их применение вполне возможным. Несколько попыток в этом направлении были сделаны ранее с использованием JnP: Fe фотодиодов [23].
Применение кремниевых фотодиодов (PD), обычно используемых для регистрации мягкого рентгена (SXR), ограничено присутствием слишком толстого, пассивного слоя оксида кремния S1O2, на освещаемой поверхности, обеспечивающей преобразование энергии падающего света, что сильно снижало их чувствительность. Прогресс в снижении толщины слоя оксида кремния Si02 до 6 нм с увеличенной стабильностью поверхностных параметров вследствие специальной обработки поверхности, развитой компанией Международных радиационных детекторов (TRD, Torrance, СА, USA) закончились изготовлением линейки абсолютных сверхультрафиолетовых кремниевых фотодиодов (AXUV Si PD), изготовленной для абсолютных измерений радиационных потерь в ультрафиолетовом и сверхультрафиолетовом спектре, а также и в мягком Рентгене [24-27]. Принимая во внимание множество достоинств фотодиодов, при их применении для регистрации радиационных потерь плазмы, следует отметить все-таки некоторое снижение чувствительности датчиков при энергии падающего света менее 30-40эВ. Чувствительность датчиков, в зависимости от энергии падающего фотона показана на рисунке 2.1. Таким образом, общие измерения радиационных потерь плазмы, из-за неравномерности чувствительности, приводят к некоторой погрешности. Эта погрешность измерений не должна превысить 20 % для стандартной плазмы токамака (Те 200эВ Zeff 3), так как локальное максимальное отклонение чувствительности AXUV датчиков лежит в пределах 50% в спектральном диапазоне падающих фотонов 3-30эВ (рисунок. 2.1).
Быстрая многоканальная система измерений радиационных потерь на базе AXUV датчиков (MRLMS- система) была создана для токомаков Т-1 ]М (Троицк, Россия) и HL-Ш (Chengdu,China) А. Г. Алексеевым [12], для регистрации распределения радиационных потерь плазмы и отслеживания их поведения во времени. Главные преимущества этой системы диагностики излучения - улучшенное отношение " сигнал к шуму " и быстрая ответная реакция на поступивший внешний сигнал, было достигнуто путем использования AXUV-16ELO линейки из 16 фотоэлементов с широкополосной спектральной чувствительностью.
Система включает в себя три главных части: модуль детекторов, куда входит линейка датчиков с предусилителем, помещенная в камеру с щелевой диафрагмой (pinhole камера) и которая находится в вакуумном объеме токамака, 16-канальны и аналого-цифровой преобразователь, опрашивающий во времени каждый датчик и IBM PC карта контроллер, включаемая в персональный компьютер. Линейка из 16 датчиков, которая включает в себя 16 AXUV-16ELO фотодиодов с преду сил ителями, помещена в pinhole камеру внутри диагностического порта вакуумной камеры токамака.
IRD, развивая свою технологию обработки поверхностей, добилась устойчивости своих датчиков под воздействием радиации и способность сохранять свои свойства, находясь в атмосфере до 4 недель при 100% влажности воздуха, что позволяет не опасаться за датчики как во время разряда токамака, так и при развакуумировании камеры, например, для технологических целей [25].
Метод восстановления профиля радиационных потерь
В нашем случае болометрические измерения представляют собой интеграл излучения по всей длине канала наблюдения, т. е. от датчика AXUV-линейки и до границы разрядной камеры. Чтобы на основе измеренных сигналов получить профиль радиационных потерь по малому радиусу шнура необходимо сделать некоторое геометрическое преобразование. При условии тороидальной симметрии, неравномерность распределения излучения имеется только по малому радиусу разрядной камеры. В таком случае мы имеем в вертикальной плоскости, где находятся болометрические каналы наблюдения, проекцию сечения плазменного шнура. Именно эту проекцию каналов мы строили на рисунке (2.4). Значит болометрические показания - это интеграл по направлению каждого канала в проецированной плоскости сечения шнура. Таким образом, есть несколько способов восстановления распределения излучения по сечению.
1. Можно сделать преобразования Радона, представив болометрические показания в качестве веерной схемы компьютерной томографии, для внутренней задачи [30] Для увеличения числа приемников можно воспользоваться их симметрией, т. е. при расположении приемника излучения с противоположной стороны его показания, в силу симметрии, должны совпадать с показаниями исходного приемника. Такая работа была сделана, однако из-за недостатка данных (всего два приемника), не удалось добиться достаточной точности восстановления и пригодных для дальнейшего использования результатов.
2. Разбить плазменный шнур на горообразные области, принимая, что в каждой такой области излучение одинаково, спроецировать это разбиение на вертикальную область, в которой располагаются каналы, и решить обратную задачу в тороидальной симметрии, так называемую задачу Абелизации [31]. Этот вариант и оказался пригодным для расчетов.
Восстановление распределения радиационных потерь в плазменном шнуре по данном AUX-болометра с одного (тангенциального) направления, представляет собой, с точки зрения математики, условно-корректную обратную задачу, которую можно решить в некотором ограниченном классе функций. Условие сохранения тороидальной симметрии, предполагает неравномерность распределения излучения только по малому радиусу разрядной камеры, т. е. в предположении квазицилиндрической геометрии. Для получения радиального профиля необходимо решить систему интегральных уравнений, связывающих показания болометра и интеграл от радиального распределения излучения по длине канала. Однако найти точное решение этой системы не представляется возможным из за ограниченного числа каналов. Для приближенного решения можно воспользоваться методом Пирса, приводящему к преобразованию, аналогичному преобразованию Абеля.
Разобьем плазменный шнур на вложенные тороидальные области, предполагая, что излучение в каждой из таких областей равномерно по всему её объему. Схематическое разбиение плазменного шнура показано на рисунке 3.1. Требование тороидальной симметрии накладывает ограничение на возможность получить радиальный профиль излучения, например, в нижней части разрядной камеры, где располагалась диафрагма и могла не сохраняться тороидальная симметрия. Требование равномерного распределения излучателей в объеме каждой области накладывает ограничение только на точность получаемого профиля, т. е. на геометрическое разрешение.
Просто реальный профиль излучения внутри каждой области заменяется его средним значением и, в конечном счете, пространственное разрешение определяется только количеством областей. Однако для того, чтобы мы могли решить соответствующую систему уравнений, число неизвестных нам локальных значений интенсивности излучения из каждой области должно быть равно числу уравнений, а оно определяется только количеством имеющихся каналов. Таким образом, число областей должно быть точно равно числу каналов. Имеется возможность разбить плазменный шнур на большее количество областей, введя в рассмотрение виртуальные каналы, данные для которых можно взять, интерполируя данные реальных каналов. Однако такая операция будет вносить существенную погрешность в результат Кроме того, необходимо сделать предположение о плавности функции излучения, что не всегда приемлемо. При необходимости гораздо более выгодно интерполировать восстановленный профиль излучения.
Однако, в связи с тем, что в плоскости измерения болометра располагается литиевая диафрагма, которая может вносить большую асимметрию в излучение в силу высокой интенсивности свечения на диафрагме нейтрального лития, на нижней половине в плоскости измерений нельзя использовать предположение о тороидальной симметрии. Из-за этой особенности необходимо заранее выделить область, где возможно сильное, ассиметричное влияние диафрагмы и рассматривать две различные области. В первой из них наблюдается асимметричное излучения литиевой диафрагмы и область, где тороидальная симметрия должна сохраняться. С этой целью весь плазменный шнур в плоскости измерения болометра был разбит на два региона, границей которым служила средняя линия. В нижнем регионе наблюдается как влияние диафрагмы, так и тороидальная симметрия и решение, полученное после нашей Абелизации иногда нельзя считать вполне корректным, в верхнем же регионе должна соблюдться тороидальная симметрия и, найдя решение для него, мы можем распространить его на весь плазменный шнур. При рассмотрении всего плазменного шнура этот фактический взлет свечения нейтрального лития вблизи диафрагмы не должен привести к катастрофическим последствиям, и может внести лишь на некоторую поправку в расчет полных излучательных потерь.
Результаты восстановления профиля радиационных потерь. Влияние на излучение температуры диафрагмы
Предложенный выше метод позволяет восстановить радиальный профиль радиационных потерь. Обработаем с его помощью несколько импульсов. Для того, что бы подтвердить правильность работы нашего метода восстановления обработаем импульс #13132. Отличительной чертой этого IЧ Т импульса является высокая электронная плотность (4-Ю "см" ). Этот импульс был выбран, как тестовый, т.к. известно, что при высоких концентрациях электронов основной вклад в излучение плазмы дает ультрафиолет и мягкий рентген из центральных областей плазменного шнура. На рисунке 4.1. представлены основные параметры этого разряда, такие как ток разряда, электронная плотность и сигнал мягкого рентгена. На рисунке 4.2 представлены восстановленные профили излучения в различные моменты времени, а также исходные сигналы некоторых каналов.
В результате восстановления видно, что основная часть излучения сосредоточена в центральной области плазменного шнура (в этой главе под центральной областью будем подразумевать часть плазменного шнура ограниченную областью, которую мы использовали для восстановления профиля радиационных потерь и которая имеет радиус 14.2 см.), как и следовало ожидать из-за высокой электронной плотности. Это подтверждает правильность работы нашего метода. Кроме того, восстановленный профиль излучения очень хорошо согласуется с излучением мягкого рентгена из центральных областей плазменного шнура. Сравнивая восстановленный профиль излучения для нижней и верхней половины каналов, можно заметить, что "некорректная" нижняя часть болометрической линейки, регистрирующая кроме объемного, несимметричное свечение вблизи диафрагмы, дает примерно такое же распределение излучения по радиусу, как "корректная" верхняя. Это значит, что в этом случае предположение о тороидальной симметрии излучателей подтверждается с большей надежностью. Также, это означает, что при высокой электронной плотности область диафрагмы не вносит существенного вклада в общее излучение шнура. Неоднородность излучения в районе литиевой диафрагмы в этом случае не видна на фоне сильного излучения всего плазменного шнура локализованного в центре, из-за высокой электронной концентрации. Поэтому наиболее интересно в качестве следующего шага рассмотреть случай, когда электронная плотность в разряде не была столь высокой. Примером такого разряда был импульс #13100. В этом импульсе концентрация электронов достигала значения 1.8-10 см" . Кроме этого перед этим импульсом литиевая диафрагма была разогрета до температуры 237С (50С выше температуры плавления лития). Некоторые параметры разряда для этого импульса представлены на рисунке 4.3. На рисунке 4.4 представлены исходные сигналы некоторых каналов, а также восстановленный профиль радиационных потерь плазмы.
Как видно из профиля радиационных потерь, для случая с низкой электронной плотностью плазмы: профиль уплощается и на периферии заметен существенный рост излучения по сравнению с центральной частью плазменного шнура. Кроме этого для нижней половины каналов не удалось восстановить профиль радиационных потерь. Это объясняется тем, что около литиевой диафрагмы наблюдается относительно сильное свечение, которое вносит заметную асимметрию в распределение излучателей и наше предположение о тороидальной симметрии в этом случае становится некорректно. Однако, для верхней половины каналов удается построить профиль радиационных потерь, благодаря которому мы и можем наблюдать профиль излучения из пламенного шнура в этом случае.
Таким образом, получается, что при низкой плотности литиевая диафрагма вносит существенное локальное изменение в распределение излучения по малому радиусу токамака. При этом на периферии плазменного шнура заметен существенный рост излучения.
Далее рассмотрим еще один интересный импульс. В разряде #13119 на литиевую диафрагму во время разряда подавался отрицательный гготенциал -400 В. Во время этого импульса была не высокая электронная плотность (1.2-10 см"1) и " холодная " диафрагма перед импульсом. (ТД=200С)
На рисунке 4.5 показаны основные параметры этого разряда, а на рисунке 4.6, исходные данные некоторых каналов, а также восстановленные профили излучения из плазмы. Как видно из рисунка, в наружном слое толщиной примерно 5 см. при подаче отрицательного потенциала на литиевый лимитер [35,36], (50-=-70мсек), происходит заметный рост излучения, примерно в два раза. В этот момент увеличивается концентрация электронов в плазме, что свидетельствует об увеличении потока лития в плазму токамака, что, возможно, указывает на интенсификацию механизма ионного распыления диафрагмы.
Рост электронной плотности до 20 мсек и свечения до 40 мсек, а затем некоторое падение этих параметров объясняется тем, что с начала разряда был открыт газонапуск. После его закрытия, приблизительно 20 мсек, наблюдается падение электронной плотности в плазме разряда и, как следствие, некоторое падение излучения, особенно из центральных областей плазменного шнура.
Похожие диссертации на Исследование влияния лития на характеристики плазмы в токамаке
