ÿþM icrosoft W ord - AA - R yzhkov

321 Pages·2010·34.16 MB·Russian

XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
АЛЬТЕРНАТИВНЫЕ ИСТОЧНИКИ ЭНЕРГИИ И ПРИЛОЖЕНИЯ
ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ
Рыжков С.В.
Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана, Москва,
Россия, e-mail:[email protected]
Альтернативные системы магнитного удержания плазмы и малорадиоактивные (или
безнейтронные) топлива обращают на себя внимание не только, как возможные источники
энергии, но и как приложения высокотемпературной плазмы в разных областях. Применение
плазмы на основе гелия-3 безгранично и может привести к новой эре в медицине и освоении
космоса [1,2]. Приложения, использующие реакции дейтерия и легкого гелия (D-3He),
протона и бора (p-11B), протона и изотопа лития (p-6Li) и катализных циклов на основе этих
реакций, например D-3He-6Li [3], которые уже реализуются или будут внедрены в
ближайшее время – источник протонов, подача топлива в виде обращенной магнитной
конфигурации (ОМАК) или сферомака, обнаружение взрывчатых веществ и химических
отходов, терапия рака и производство медицинских изотопов: 18O + p  n + 18F; 94Mo + p 
n + 94mTc; 14N + p  4He + 11C; 16O + p  4He + 13N; 13C + p  n + 13N; 15N + p  n + 15O.
Среднесрочная перспектива – уничтожение ядерных материалов и радиоактивных отходов,
вопросы технологии, включая тонкие литиевые стенки для промышленной электростанции
(пристеночная откачка) - использование жидкого лития в качестве материала первой стенки
приводит к минимальному значению коэффициента рециклинга [4].
Различные прикладные направления компактных систем, так называемого компактного
тора (КТ), также очень привлекательны [5]. В настоящее время они уже используются в
качестве источника протонов и нейтронов, в технологии материалов [6], для изучения
взаимодействия плазма-стенка, для тестирования основных наиболее нагруженных
элементов конструкций и могут быть использованы в ИТЭР и ДЕМО. В будущем, КТ
рассматриваются как источник энергии и термоядерный двигатель. В сочетании с
низкотурбулентной плазмой [7] они могут быть использованы в качестве тестовых
установок, в том числе для поддержания токамака (например, подпитка). Формирование
ОМАК и сферомака также крайне важно для понимания динамики плазмы в солнечной
короне и астрофизических процессах [8]. Таким образом, предложенные компактные торы
вместе с малонейтронным топливом являются безлимитным источником чистой энергии и
различных приложений в будущем, которые представлены и рассмотрены в докладе.
Работа выполнена при поддержке гранта Президента РФ № МК-676.2008.8.
Литература
[1]. Santarius J.F.,Kulcinski G.L.,El-GuebalyL.A.,Fusion Science& Techn.,2003, v.44,p.289.
[2]. Ryzhkov S.V. Fusion Science andTechnology,2005, v. 47, № 1, p.342.
[3]. РыжковС.В.,Хвесюк В.И.Summaryof IAEATCM on Innovative Approaches to Fusion
Energy,Pleasanton,1997.
[4]. Мирнов С.В. Тезисы докладов XXXIV Межд. (Звенигородской) конференции по
физике плазмы и УТС, 2007, с. 26.
[5]. КуртмуллаевР.Х.,Малютин А.И.,СеменовВ.Н.Итоги науки и техники.Физика
плазмы,Т.7.М.: ВИНИТИ,1985,c.80.
[6]. Kostyukov I.Yu.,Rax J.M.,Phys Plasmas,2000, v. 7, № 1, p.185.
[7]. RyzhkovS.V.Proc. of35th EPS Conf.onPlasmaPhysics andContr. Fusion,2008,EСAVol.
32F,P1.114.http://elise.epfl.ch/eps2008/pdf/P1_114.pdf.
[8]. Hsu S.C.,Bellan P.M., Phys. Rev. Let.,2003,v.90, p.215002.
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
О МЕХАНИЗМЕ ГЕНЕРАЦИИ ЖЕСТКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ ПЛАЗМЫ,
УДЕРЖИВАЕМОЙ МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ ПРИ СОЛНЕЧНОЙ ВСПЫШКЕ.
И.М. Подгорный,*А.И. Подгорный
Институт Астрономии РАН, Москва, Россия, [email protected]
*Физический Институт им. П.Н. Лебедева РАН, Москва, Россия,
[email protected]
Энергия вспышки в течение 2 -3 суток накапливается в короне в магнитном поле токового
слоя, и затем быстро переходит в тепловую энергию плазму и энергию ускоренных частиц.
При этом над активной областью в течение нескольких минут удерживается магнитным
полем плазменное образование с температурой 3 – 5 кэВ и концентрацией ~1011 см-3. Эта
горячая плазма излучает типичный тепловой рентгеновский спектр. Возникающее в слое
электрическое поле Холла генерирует продольные токи, замыкающиеся в хромосфере.
Электронные пучки, ускоренные в продольных токах, высыпаются в хромосферу и
вызывают жесткое рентгеновское излучение со степенным спектром, типичное для толстой
мишени. В солнечную корону вдоль линий поля распространяются альфвеновские волны,
возбуждаемые в слое. Электроны, ускоренные в продольных токах, замыкающихся
альфвеновской волной, распространяются вдоль линий межпланетного магнитного поля и
регистрируются на орбите Земли. Они вызывают радиоизлучение в короне на плазменной
частоте и рентгеновское излучение с энергией в несколько десятков кэВ, со степенным
спектром, типичным для тонкой мишени. В самом токовом слое происходит ускорение
протонов вдоль особой линии магнитного поля до энергии более 10 ГэВ, имеющих
экспоненциальный спектр. Механизм ускорения протонов аналогичен механизму ускорения
частиц в пинчевом разряде при токах в сотни кило Ампер. Наблюдаемые эффекты ускорения
объясняются электродинамической моделью вспышки, построенной на основании
численного трехмерного МГД моделирования. В численном эксперименте при постановке
граничных условий на поверхности Солнца используются карты магнитного поля, снятые
перед вспышкой. Выяснение общей картины возникновения жестких излучений стало
возможным, благодаря наблюдению вспышки вдоль различных направлений несколькими
космическими аппаратами. При этом для одного из аппаратов мощный поток рентгеновского
излучения, идущий от хромосферы, оказывается экранированным самим Солнцем, что дает
возможность регистрировать этим аппаратом слабое излучение жестких квантов,
возникающих в короне при прохождении альфвеновской волны.
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
ПАРАМЕТРЫ ПЛАЗМЫ В ЛОВУШКАХ СО СПАДАЮЩИМ ПОЛЕМ В
ЗАВИСИМОСТИ ОТ АНИЗОТРОПИИ
М.М. Цвентух
Физический институт имени П.Н.Лебедева РАН,[email protected]
Московский инженерно-физический институт (государственный университет)
Рассматриваются распределения давления плазмы устойчивые к конвективным
возмущениям в спадающем поле благодаря плавному спаду давления в бесстолкновительном
кинетическом описании [1]. Оно требуется в случае, когда компонента плазмы создающая
основное давление испытывает редкие столкновения, как в ЭЦР экспериментах [2].
Как известно в кинетическом описании более анизотропные распределения плазмы (где
плазма вытеснена из пробок)допускают бо́льшие градиенты давления, чем более изотропные
[3]. В настоящей работе рассматривается влияние вида функции анизотропии плазмы на
получаемые в расчете конвективно-устойчивые распределения. На рисунках представлены
рассчитанные зависимости профилей давления в экваториальной плоскости пробкотрона с
дивертором p(ψ) и энергосодержания () p()[G(B,)/B]dl (где 0≤G(B,ψ)≤1 – функция
анизотропии, интегрирование ведется вдоль силовой линии) для трех случаев. В 1 – плазма
изотропная G =1, в 2 – анизотропия G плавно меняется с изотропного распределения у
1 2
сепаратрисы до пика давления на оси (в осевом минимуме поля), в 3 наоборот анизотропия
G плавно меняется с изотропного распределения на оси до пика давления у сепаратрисы.
3
Такой выбор соответствует практически предельным случаям: распределение G дает
2
наибольший, а G – наименьший перепад давления из центра на периферию p(0)/p . В то
3 perif
же время из графика ε(ψ) видно, что с позиции энергосодержания распределение 3 (с
изотропным центром и пиком у сепаратрисы) выгоднее, чем 2.
Распределение G с пиком в центре на оси имеет смысл создавать в отдельном
2
пробкотроне, с большим энерговкладом в центре. Распределение G с изотропной серединой
3
и пиком у сепаратрисы применимо к (замкнутым) цепочкам открытых ловушек, где
требуется снизить энергию периферийной плазмы, например, для работы с большим бета.
Литература
[1]. Кадомцев Б.Б., Физика Плазмы и проблема управляемых термоядерных реакций. М.:
изд-во АН СССР. 4 370 (1958); M.D.Kruskal,C.R.Oberman,Phys. Fluids 1275(1958).
[2]. D.T.Garnieret al,Phys. Plasmas 13,056111(2006); G.V.Krashevskaya, V.A.Kurnaev,
M.M.Tsventoukh,Proc.of28th ICPIG,July15-20,2007,Prague,CzechRep.,P.393.
[3]. Арсенин В.В., Куянов А.Ю., Физика Плазмы 27 675 (2001).
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
УСЛОВИЕ АМБИПОЛЯРНОСТИ, И ВОЗМОЖНОСТЬ МНОГОЗНАЧНЫХ
СТАЦИОНАРНЫХ РЕШЕНИЙ УРАВНЕНИЙ ПЕРЕНОСА В СТЕЛЛАРАТОРАХ
Л.М.Коврижных
Институт общей физики им.А.М.Прохорова РАН
В докладе рассматривается вопрос о корректном определении амбиполярного
электрического поля и о возможности существования многозначных решений стационарных
уравнений переноса в магнитных ловушках стеллараторного типа. Обычно для определения
амбиполярного электрического поля E используется условие амбиполярности, то есть
равенство нулю нормального к магнитной поверхности компонента электрического тока . В
классической теории процессов переноса, где коэффициенты диффузии и теплопроводности
не зависят от величины амбиполярного поля эта процедура, хотя и не позволяет
количественно определить его величину, но не приводит к каким-либо противоречиям или
парадоксам. Однако, в том случае, когда эти коэффициенты сами зависят от поля E,
определение его только из условия амбиполярности приводит не только к количественно, но
и к качественно неверным результатам. Такая ситуация имеет место, например, в
стеллараторах в области редких столкновений, когда определяющий вклад в перенос дают
частицы, запертые в локальных магнитных ямах винтового магнитного поля
(«супербанановая диффузия») Анализ показал, что условие амбиполярности хотя и является
необходимым, но недостаточным уравнением для нахождения амбиполярного
электрического поля, ибо входящие в диффузионные и тепловые потоки функции
(плотность, температуры и их производные) сами зависят от амбиполярного поля. Для
корректного его определения необходимо решение полной системы стационарных
уравнений переноса (диффузии и теплопроводности). На основе численного решения такой
системы, в работе анализируется вопрос о возможности существования ее многозначных
решений. Показано, что при определенных условиях, в зависимости от величины и вида
источников частиц и тепла такие решения возможны, и их вид определяется начальными
значениями амбиполярного поля, величиной источников, а также граничными условиями.
Найдены решения, в которых амбиполярное поле испытывает в некоторых точках по
радиусу скачки (разрывные решения). В то же время потоки частиц и энергии остаются
непрерывными функциями радиуса, поскольку разрывы электрического поля компенсируются
разрывами производных плотности и температур.
Работа выполнена при частичной поддержке грантами Президента Р.Ф. по господдержке ведущих
научных школ ( НШ – 425.2008.2.) и РФФИ (офи-ц 08-0213602).
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
ИЗУЧЕНИЕ МИКРОНЕУСТОЙЧИВОСТЕЙ В ПЛАЗМОИДЕ АНИЗОТРОПНЫХ
ИОНОВ В КОМПАКТНОМ ПРОБКОТРОНЕ ГДЛ
М.С.Коржавина, А.В.Аникеев, П.А.Багрянский
Институт ядерной физики им. Г.И.Будкера СО РАН, 630090, Новосибирск, Россия,
Новосибирский государственный университет,630090, Новосибирск, Россия
В докладе представлены результаты по исследованию микронеустойчивостей в сгустке
анизотропных ионов со средней энергией 13кэВ и плотностью ~ 5х1013 см-3. Плазмоид
создавался в дополнительном («компактном») пробкотроне с полем 2.5T в центре и
пробочным отношением ~ 2, присоединенном к одной из сторон установки
газодинамическая ловушка (ГДЛ). Для создания плотного сгустка сильно анизотропных
ионов в компактный пробкотрон (КП), заполненный теплой проточной плазмой из
центральной части ГДЛ, производилась инжекция сфокусированных атомарных пучков с
энергией частиц 21-23кэВ и суммарной мощностью около 1 МВт. Мощные атомарные пучки
инжектировались в малый объем КП перпендикулярно направлению магнитного поля. В
результате, функция распределения быстрых ионов была сильно анизотропна в фазовом
пространстве с отношением A = <E >/<E > ~ 50. Для определения типа и параметров
 ||
развивающейся микронеустойчивости были использованы специальные высокочастотные
электростатические и магнитные зонды.
Основной результат представленной работы – установление типа микронеустойчивости и
определение порога ее возникновения. Развивающаяся в КП ГДЛ микронеустойчивость
является альфвеновской ионно-циклотронной, о чем свидетельствуют малые азимутальные
волновые числа m =-1,-2, частота колебаний ниже ионно-циклотронной частоты в области
центрального сечения компактного пробкотрона, вращение вектора поляризации магнитного
поля в направлении ларморовского движения ионов. Был определен порог развития
микронеустойчивости относительно плотности быстрых ионов при 0.02, степени
анизотропии A ≈ 35 и отношении ларморовского радиуса к радиусу плазмоида a/R ≈ 0.23..
i p
Неустойчивость развивалась при плотности быстрых ионов n>3х 1013см-3.
Исследование неустойчивостей, вызванных сильной анизотропией функции
распределения, имеет важное значение для удержания плазмы с термоядерными
параметрами в открытых магнитных ловушках.
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
РАВНОВЕСНЫЕ КОНФИГУРАЦИИ В ДВУХЖИДКОСТНОЙ МАГНИТНОЙ
ГИДРОДИНАМИКЕ С УЧЕТОМ ИНЕРЦИИ ЭЛЕКТРОНОВ
М.Б.Гавриков,В.В.Савельев
Институт прикладной математики им. М.В. Келдыша РАН, Москва, Россия,
[email protected]
В докладе представлен новый подход к исследованию равновесных плазменных
конфигураций на основе двухжидкостной МГД. Новые уравнения являются обобщением
классического уравнения Грэда-Шафранова (ГШ).
Для случая тэта-пинча это уравнение имеет вид
d P 82r 2 2 1  
* 163r2  j0 , *    (1)
d  c   z2 r2 r r
Здесь - функция магнитного потока, P() - давление плазмы, j0(r,z)- заданное

распределение внешних токов. В двухжидкостной МГД мы получаем два уравнения
 P 82r
* 163r2  j0 (2)
  c 
 P 42c2mm r  P
 i e ( )2 (3)
 r Ze2 (r,)  
Теперь давление есть функция двух аргументов P  P(r,) и в задачу явно входит новый
элемент – плотность плазмы (r,). Показано, что уравнение (3) несмотря на то, что оно
содержит «малую» величину m , имеет решения, в которых  P/ r велико. Поэтому
e
решения (2) могут принципиально отличаться от решений уравнения ГШ. В докладе
представлены различные примеры численного и аналитического решения уравнений (2)-(3)
для различных конфигураций тэта-пинча. Показано, что основные свойства конфигураций
вообще не зависят от малого параметра m /m . На рис. показан пример расчета для
e i
плазменной ловушки «Диполь» (распределения плотности n/m и давления P).
i
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
РЕЛЯТИВИСТСКАЯ ФЕНОМЕНОЛОГИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ РАДИАЛЬНОГО
ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ПОЛЯ E (R) В ПЛАЗМЕ ТОКАМАКА
R
Романников А.Н.
Российский научный центр «Курчатовский институт», 123182 Москва, Россия,
[email protected]
В движущейся квазинейтральной плазме с током электрическое поле E в направлении,
r
перпендикулярном току, можно (и, возможно, нужно) рассматривать в рамках уравнения
Пуассона и плотностей объемных зарядов, возникающих в плазме. В токамаке плотность
объемных зарядов, возникающих в плазме, можно представить в виде трех членов. Первый
релятивистский член связан с плотностью тока и электронной плотностью плазмы, второй,
так называемый, лоренцовский релятивистский член связан со скоростью тороидального
вращения плазмы и с плотностью тока, и третий член связан с движением конкретных
электронов и ионов (конвекция, диффузия и т.д.), которое меняет число частиц на магнитных
поверхностях. При этом в общем случае E (r) приобретает нелокальный характер, т.е.
r
удаленные плотности объемных зарядов не экранируются, а влияют на формирование E (r)
r
в исследуемых точках. В рамках предложенного подхода представлена феноменологическая
теория радиального электрического поля E (r) и скорости тороидального вращения плазмы
r
в токамаке. Приведены примеры применения данной теории к реальным экспериментальным
исследованиям. В частности показано, что значительный вклад в величину E (r) для не
r
периферийной плазмы токамака вносит лоренцовская плотность объемного заряда. Дано
объяснение известного экспериментального факта – не периферийная плазма токамака
вращается в тороидальном направлении против тока плазмы для большинства омических
разрядов.
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
ОСОБЕННОСТИ ДРЕЙФОВОГО УГЛА ПРОКРУЧИВАНИЯ ДЛЯ ВСТРЕЧНЫХ
ЧАСТИЦ В СТЕЛЛАРАТОРЕ С МАГНИТНЫМ ШИРОМ
С.Е.Гребенщиков, И.С.Данилкин, М.А.Терещенко
Институт Общей Физики им. А.М.Прохорова РАН, Россия. Москва
Численные расчеты показывают, что в стеллараторной магнитной конфигурации с
достаточно большим широм (L-2M, CHS, LHD и т.п.) возникает существенная разница в
дрейфах пролетных частиц, исходящих из одной и той же стартовой точки во встречных
направлениях. Один из эффектов, дающих вклад в эту разницу, хорошо известен [1,2,3] и
представляет смещение дрейфовых поверхностей встречных частиц в разные стороны от
магнитной оси пол действием «поперечного» тороидального дрейфа, что в случае старта
встречных частиц из одной точки должно приводить их движению по касательным
дрейфовым поверхностям с разным средним (маркировочным) радиусом r* и разными
дрейфовыми углами прокручивания * из-за наличия магнитного шира. Однако, данное
обстоятельство до сих пор обычно игнорировалось и основной интерес представляло лишь
отклонение дрейфовых поверхностей от стартовой магнитной поверхности исходной
конфигурации.
Между тем, численные расчеты показали весьма существенную разницу дрейфовых углов
вращательного преобразования, выходящую за пределы простой оценки влияния магнитного
шира вида
*~[] 2 *,
где  - средний (маркировочный) радиус стартовой магнитной поверхности,  - её
вращательное преобразование, а * - разность радиусов дрейфовых поверхностей,
грубо равная двойному смещению дрейфовых поверхностей из-за тороидального дрейфа.
Кроме того, численные расчеты дают заметную асимметрию смещений дрейфовых
поверхностей относительно магнитной оси. Хотя при строгом численном расчете все
дрейфовые эффекты учитываются «автоматически», однако, в ряде случаев желательно знать
конкретные причины возникающих деталей, в связи с чем предпринято краткое
аналитическое рассмотрение возникающих дрейфовых эффектов в простейшей модели
магнитной конфигурации - прототипа реальной магнитной структуры.
Проведенный анализ выявил заметный вклад в дрейфовый угол прокручивания от
крутых градиентов винтового магнитного поля, составивший около одной трети полной
разности углов прокручивания встречных частиц:
(*/2)h (/2)(b*/b b*/b ),
r r  r
приводящий к асимметрии отклонений дрейфовых поверхностей от магнитной оси. Здесь
b ,b -компоненты магнитного поля исходной конфигурации в единицах тороидальной
r 
компоненты на оси, а звездочкой отмечены дрейфовые добавки к «эффектиному полю b*»,
определяющему дрейфовые поверхности [1-3]. Вместе с тем, основной эффект в разности
углов прокручивания по-прежнему обусловлен «старым» квазитокамачным эффектом
смещения орбит из-за вертикального тороидального дрейфа.
Приводимые другие численные примеры практически укладываются в рамки данной
упрощенной аналитической модели.
Литература
[1]. А.И. Морозов, Л.С. Соловьев, Вопросы теории плазмы, М., Атомиздат,1963,в.2,С.188
[2]. Л.С.Соловьев, В.Д. Шафранов,Вопросы теории плазмы, М.,Атомиздат, 1967,в.5,С.180
[3]. А.П.Попрядухин, Атомная Энергия, 18,(1965),С.96
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
ПЕРЕХОД В Н-МОДУ, ИНИЦИИРОВАННЫЙ ПОТЕРЯМИ БЫСТРЫХ ИОНОВ,
В ПЛАЗМЕ ВЧ РАЗРЯДА В ТОРСАТРОНЕ «УРАГАН-3М»
А.A.Белецкий, П.Я. Бурченко, Е.Д. Волков, Л.И. Григорьева, Н.В. Заманов,
А.Е.Кулага,Д.В. Курило, Ю.С. Лавренович, А.В. Лозин, Ю.К. Миронов,
В.С.Романов, А.С. Славный, Е.Л. Сороковой, Э.Л. Сороковой, С.А. Цыбенко,
В.В.Чечкин
Институт физики плазмы ННЦ ХФТИ, Харьков,Украина,
e-mail:[email protected]
В торсатроне «Ураган-3М» с открытым естественным винтовым дивертором (У-3М; l/m =
3/9, R = 100 cм, a  12 см, (a )  0,3, В = 0,7 Т) плазма создаётся и нагревается ВЧ полями
0 
в области частот  ≲ сi. В результате нагрева в плазме устанавливается 2-температурное
распределение ионов по поперечным энергиям при наличии малой группы сверхтепловых
ионов (СТИ). При фиксированной частоте количество ионов с более высокой температурой и
СТИ (общее название: «быстрые ионы», БИ) имеет резонансную зависимость от магнитного
поля и плотности плазмы и растёт с ВЧ мощностью. С ростом количества БИ растёт и их
выход в дивертор, который происходит преимущественно на стороне ионного дрейфа ВВ,
указывая тем самым на существенное влияние на потери БИ их запирания на
неоднородностях магнитного поля [1,2]. При достаточно большой мощности нагрева
наблюдается спонтанный переход в Н-подобную моду удержания [3]. Этот переход связан с
жёсткой бифуркацией поля Е на границе плазмы к более отрицательному значению и
r
соответственно усилением шира Е. В работе [3] было предположено, что переход
r
инициируется орбитальными потерями ионов в соответствии с механизмом, предложенным в
[4].
В представляемом докладе исследуется связь между потерями БИ и Н-переходом.
Переходу всегда предшествует кратковременный повышенный выброс БИ в дивертор. Этот
выброс в силу его резонансного характера привязан к определённой плотности n = n , и
e e1
бифуркация Е также происходит при плотности, близкой к n . На начальной стадии ВЧ
r e1
разряда, когда плотность растёт во времени, состояние с Н-модой завершается обратным
бифуркационным переходом в L-подобный режим при некоторой плотности n >
e2
n (гистерезис) с повышением уровня флуктуаций и началом стадии спада плотности.
e1
Величина n уменьшается с уменьшением ВЧ мощности и становится близкой к n при
e2 e1
некотором пороговом значении мощности, когда состояние с Н-модой не появляется.
Соответственно имеется пороговая амплитуда выброса БИ в дивертор, однако выброс БИ
сам по себе существует и при мощности, меньшей пороговой. Таким образом, в причинной
связи между повышенными потерями БИ и Н-переходом первичным эффектом являются
потери БИ. Тем самым получено подтверждение изложенной в работе [3] гипотезы о том,
что наблюдаемый в торсатроне У-3М переход в Н-моду удержания инициируется потерями
БИ. К рассмотренному в [4] механизму потерь ионов, запертых на тороидальных
неоднородностях магнитного поля, следует также добавить присущие стеллараторам потери,
вызванные радиальным дрейфом орбит локально-запертых ионов [5].
Литература
[1]. V.V.Chechkinet al.,Nucl.Fusion,200242192.
[2]. V.V.Chechkinet al.,PlasmaDevices andOperations,200816299.
[3]. V.V.Chechkinet al. PlasmaPhys. Control.Fusion,200648A241.
[4]. K.S.ShaingandE. C.Crume,Jr.,Phys. Rev. Lett.,1989632369.
[5]. K.S.Shaing,Phys. Rev. Lett.,1996764364.
1
XXXVI Международная (Звенигородская) конференция по физике плазмы и УТС, 9–13 февраля 2009 г.
2