托卡马克课件.ppt

* * * * 在高βp模式放电中用ECRH排除氩 ECRH前和期间的电子密度分布 (a) 氩密度nAr分布 (b) 电子温度分布(c) 离子温度分布(d) 高极向比压的放电控制 高极向比压放电位形是在高功率加热以前，突然将环向电流大幅度降低，使得加热过程中的等离子体内感加大，电流密度进一步峰化，结果使低n磁流体模得到抑制，极向比压或归一化比压进一步提高。 由于低n电阻性模的作用，长时间放电达到的?N（?N?2可维持5?9s）比短时间放电所能达到的?N（?N?3.2已接近于理想极限）小，所以对于长时间维持高?P ELMy H模的?极限明显低于理想MHD极限，增加等离子体三角形变和电子密度有利于提高长时间放电的稳定性。 对于这种高?P H模放电，在三角形变因子很大的条件下，?=0.5，?P =1.8时，从电子温度、密度、离子温度分布上也可观察到内部和边缘的双输运垒，此时ITB出现在正磁剪切区，而不在出现在负磁剪切区。 同位素效应改善约束 在TFTR上通过各种氘D和氚T放电广泛研究了同位素的约束改善，此改善出现在峰化密度的超级放电(?E?A0.85)和高内感放电中，以大幅度增加中心离子能量约束为主。 在密度分布变宽的高NBI功率加热L模放电中，以DT为等离子体的放电比用D等离子体的热能多了12-25%（?E?A0.5）。 在4MW的ICRF加热L模放电中，DT等离子体的总能量比D等离子体的增加了8-11%（?E?A0.35-0.5）。 在L 模和超级放电中为了维持相同的温度，D比T的等离子体所需要的加热功率多30%。 在超级放电中所观察到?E?A0.85的同位素效应主要是由于离子热扩散率下降?i?A-1.8的关系。当固定离子温度，?i随A的增加而减少。 在密度峰化的孔栏H模放电中，也观察到此同位素效应。 通常认为Er剪切在氚中比氘中更具有稳定各种模的作用。 但在欧姆放电、负磁剪切放电、增强的负磁剪切放电中没观察到同位素效应改善能量约束。 等离子体位形和分布与约束改善 在DIII-D上[NF39,1785]，人们通过控制等离子体形状来控制边缘压强梯度和自举电流，以此优化等离子体形状和宏观参数。当等离子体位形呈适当的方形时，具有环向模数n=2?9的快增长率?-1=20-150?s的磁扰动经常先于第一个大的I型ELM出现，几乎接近高n理想气球模第二稳定区。 边缘不稳定性随边缘压强梯度和自举电流的增加而增强，通过控制等离子体的形状可让边缘参数进入气球模第二稳定区，从而改变ELM的幅值和频率，通过避免接近气球模第二稳定区来降低边缘不稳定性。 在ECRH实验中 [NF39,1807]，观察到电子的能量约束时间随拉长比的增加而增加，部分原因是等离子体电流随拉长比的增加而增加。 通常在低功率注入条件下，三角形变对约束的影响较强，并随功率的增加此影响变弱。 在不同三角度δ时，相对于经验H－模定标的约束增强因子H98随ne/nG 的变化。左图是JET，右图是AUG 人类生活对能源的需求 核聚变及受控核聚变原理 等离子体约束的基本问题 等离子体约束的各种模式 等离子体输运与能量约束定标 约束改善与边缘局域模控制 总结和讨论 内容摘要 经典和新经典等离子体输运 聚变等离子体的各种基本参数都是空间位置的函数，如粒子密度和温度通常随等离子体半径增加而单调下降。这种参数的不均匀分布使得等离子体的粒子和能量通过扩散和对流而损失，这种损失过程就叫等离子体输运。 聚变等离子体输运既包括各种宏观磁流体不稳定性又包括微观不稳定性引起的反常扩散和对流。 在没有任何不稳定性时，环向对称的等离子体输运可用新经典输运理论来描述。 新经典输运理论描述的环形等离子体，由于粒子的漂移会使扩散系数和热导率比直柱位形大一个量级以上。普菲尔许和施鲁特定量地证明扩散系数将增加到（1+q2）倍，这里q是安全因子，它只适用于高碰撞的流体等离子体。 在碰撞很低时，计算发现在弱碰撞区中捕获粒子的行为对输运起主要作用，其值比通行粒子增加?-3/2倍,还认识到在‘流体’区向弱碰撞区过渡时出现一个‘平台’区，此区域的扩散和热导系数都与碰撞频率无关。 磁约束等离子体的反常输运 经过几十年的研究新经典理论已经很成熟，但用此理论计算出来的粒子和能量的输运系数与实验值相去甚远，特别是电子的热输运系数与理论值相差约两个量级，通常将其称为反常输运。 最近的研究表明反常输运主要是等离子体中的湍流扰动和各种不稳定性使粒子和能量的损失增强，这种增强是通过扰动使粒子和能量横越磁场运动，或通过破坏托卡马克磁场位形而引起的。 如何解释反常输运是托卡马克理论面临的一个重要挑战。人们认为等离子体中的温度和密度梯度可以激发起多种形式的集体相互作用模式，也存在各种微观不稳定模式或小尺度的宏观不稳定模式，在局部区域也可能存在较大