Способ измерения параметров плазмы в токамаке
СПОСОБ ИЗМЕРЕНИЯ ПАРАМЕТРОВ ПЛАЗМЫ В ТОКАМАКЕ, основанный на измерении распределения потока энергичных термоядерных частиц датчиками , равномерно распределенными по поверхности стенки токамака, отличающийся тем, что, с целью расширения диапазона исследуемых параметров плазмы, проводят измерения двух потоков частиц, падающих на стенку под двумя разными питч-углами, двумя группами равномерно распределенных по поверхности стенки датчиков и по двум распределениям потоком частиц по поверхности судят о распределении плотности плазменного тока на поверхности стенки и распределении давления плазмы.
СОЮЗ СОВЕТСКИХ
СОЦИАЛИСТИЧЕСКИХ
РЕСПУБЛИК ((9) (1)) 4(g() С 21 В 1/00
ОПИСАНИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ, н двтоесноьаг свидетельств
ГОСУДАРСТВЕННЫЙ КОМИТЕТ СССР
ПО ДЕЛАМ ИЗОБРЕТЕНИЙ И OTHPbffMA (21) 3553041/24-25 (22) 15.02.83 (46) 15.04.85. Бюл. N - 14 (72) Н.E.Карулин и С.В.Путвинский (53) 533.9 (088.8) (56) 1. Афросимов В.В. и др. ЖТФ, 1960, Р 30, с. 1456.
2. lobes F.Ñ., Narshall I.F., Hickock R.L., Rhys. Rcv. Letters, 22 (1969) 1042 (прототип). (54) (57) СПОСОБ ИЗМЕРЕНИЯ IIAPANETР0В ПЛАЗМЫ В TOKANAKE, основанный на измерении распределения потока знергичных термоядерных частиц датчиками, равномерно распределенными по поверхности стенки токамака, отличающийся тем, что, с целью расширения диапазона исследуемых параметров плазмы, проводят измерения двух потоков частиц, падающих на стенку под двумя разными литч-углами, двумя группами равномерно распределенных по поверхности стенки датчиков и по двум распределениям потоком частиц по поверхности судят о распределении плотности плазменного тока на поверхности стенки и распределении давления плазмы.
1150б Ч о
xR+ =Х,P + p (г)
2am сЧ î ZTi>cV
40 где х = Vz! Ч>
М вЂ” поток полоидального магнитdN = P (x) d3 d V
Изббретение относится к управляемому термоядерному синтезу и может быть использовано для измерений распределений давления плазмы и распределения плазменного тока в токамаке, в котором протекают термоядерные реакции с образованием энергичных заряженных частиц.
Известен способ измерения ионной температуры, основанный на измере- 1О нии энергетического спектра нейтральных частиц, вылетающих из плазмы на стенку (1).
Однако при больших размерах, плотности и температуре плазмы поток нейтралов мал, что существенно снижает точность измерений.
Наиболее близким техническим решением к изобретению является способ измерения параметров плазмы, основанный на измерении распределения потока энергичных термоядерных частиц датчиками, равномерно распределенными по поверхности стенки токамака $2).
Анализ траекторий инжектируемых ионов позволяет судить о распределении тока в плазме. Однако для реализации этого способа требуется использование специальных инжекторов тяжелых ионов и поэтому этот способ не получил широкого распространения.
Целью изобретения является расширение диапазона исследуемых параме"г35 ров.
Цель достигается тем, что согласно способу измерения параметров плазмы в токамаке, основанному на измерении распределения потока энергичных термоядерных частиц датчиками, равномерно распределенными по поверхности стенки токамака, проводят измерения двух потоков частиц, падающих на стенку под двумя разными литч-уг45 лами, двумя группами равномерно распределенных по.поверхности стенки датчиков и по цвум распределениям потоков частиц по поверхности судят о распределении плотности плазменного тока на поверхности стенки и распределении давления плазмы.
63 а объема плазменного шнура, включая окрестность магнитной оси.
При таких значениях тока полный коэффициент удержания К -частиц достаточно большой (например, при
I 2NA K = 95X) и поэтому этот диапазон токов представляет интерес как для реакторных приложений, так и для будущих экспериментов, рассчитанных на исследование плазмы в режиме термоядерного горения. При
I > 5,4/ А частицы, рождающиеся в окрестности магнитной оси, не выходят на стенку камеры и, следовательно, можно восстановить параметры плазмы только на периферии плазменного шнура.
В дальнейшем рассмотрим измерение потоков о -частиц, хотя все измерения можно основывать и на регистрации других заряженных частиц (например, протонов с энергией 14,7 мэВ, рождающихся в реакции D + He p + d).
Рассмотрим сначала, как выбирается расположение датчиков на стенке камеры и как рассчитываются за исимости литч-углов от радиуса Х „(R ) и х„(К,)..
Дрейфовая траектория Ы вЂ части в аксиально-симметричном магнитном поле токамака определяется двумя законами сохранения: законом сохранения магмагнитного момента (1 — х )R = (1 — х,)R, законом сохранения обобщенного момента импульса ного поля;
Ч вЂ” скорость; е — заряд и ш — масса oL-÷àñòèöû.
Величины с индексом "0" — это значения переменных в точке выхода траектории на стенку камеры. Число частиц dN, родившихся в объеме
<Р - сР Ч, равно где Р(х) Способ позволяет получить наиболее точные результаты при неслишком большой величине плазменного тока 55
Т < <5,4/1А-(МА), где А = R/à — аспектное отношение тока, когда термоядерные Ы-частИцы выходят из всего п„п г с Ь,(ч — Чг) ) — скорость рождения частиц плотности реагирующих ионов; сечение термоядерной реакции.
3 1150бб3 4 тированы" в соответствии с функция;ми %Ä(R,) и x„(Rо), то в результате измерений мы получаем два распредеФ Яо) Ф (хс„(КО) R>) и
5 Фг(Кь) = ф (7p>(R,), Ro) . Ориентация датчиков в точке Ко, т.е. вид зависимостей х „(R,) и «„(Rp), выбирается следующим образом. Точка на поверх.ности камеры R и величина }t .p опредЦ1п ляют значение у „ для данной траектории 9щ,„- 1 rn (х о о )
Выберем х,„(R ) и х (К,) таким образом, чтобы при измерении Rо величина у . (х „(R ), К ) менялась моное ю1 о о О
2 е о,gg тонно от о до а., I о 1+ г(} о о 23юсч <1 Для этого необходимо провести предварительные численные расчеты с учетом конкретной геометрии первой (3} стенки и величины полного плазменноПереходя от переменных х,7 к пеееменным н,р"- Г(->,I+2,н,d,хф, а затем с помощью (1) и (2) от R
Я X Y < R о ю Х уЧ получить следующее выражение для плотности потока частиц гдЕ
p(9)ppó . () г
Р 1 м
М1В
35 о ) (е С1 щ ) 1+ (( 1+
2Л ñ 4 е1Ра
R — радиус магнитной оси.
Интегрирование в (3) ведется вдоль траектории частицы так., что
R = R(у ) согласно (2) и х..= х (р}согласно (1) . Обычно функцик. Р(y ) быстро спадает по радиусу и поэтому правую часть. (3) можно упростить, разложив подынтегральное выражение в ряд в окрестности точки =у („„„ — минимальное значение у на траектории с данными значениями х и Й, которое достигается при
Z =. О). Тогда из (3) следует
1+х 2х: „
Фхх,R j"
1 ха
Здесь х = х(,.„) и (Й}=М(Й,Z}2 О
Зависимость 9 (Й} определяется распределением плотности плазменного тока, а функция Р(у ) в диапазоне температур 10 кэВ (T < 20 кэВ пропорциональна квадрату давления
Р(р ),- n T .
Для того, чтобы определить Р(у ) и Y„(y}, достаточно иметь две группы датчиков, распределенных по поверхности стенки камеры. Пусть в каждой точке К на поверхности камеры мы измеряем поток частиц, падающих на стенку с литч-углом х (Ко), В результате мы получаем распределение плотности потока по стенке камеры
Ф(й„}=Ф (х (Р },КД. Если мы имеем две группы датчиков, которые ™ориен2О го тока.
Если плазменный ток I .(0,60 9 мА, то для с -частиц удобно использовать пролетные частицы, Х „ =
1 и х = -1 (для протонов с энергией 17,7 мэВ I С 1,2-1,8 мА).
Тогда
O
2Т tncV С11 p(p} р 1р
2 ог е,1ч г г о
2явсМ Ю у 1
Величина d /dR< пропорциональна норМальной компоненте полоидального магнитного поля на поверхности камеры и поэтому ее можно считать известной, например, иэ электромагнитных измерений (в частности для круглой камеры, совпадающей с магнитной поверхностью и /ЙК = О) °
Найдем сначала по измеренным зависимостям Ф„(К ) и Ф (В ) распределение Мю(R). Для этого выберем такую пару значений К „ и Ко, BpH KoT poH f . (Й„„)=}> . ()Исключая
50 из (4) и (5) интеграл, входящий в правую часть, и используя (1) и (2); получим три следующих уравнения
1150663
+ (т)
2)TvcЧ о" 27 р, Ч
Составитель
Техред М.Надь
Редактор M.Òîâòèí
1(оРРектоР B.Ãèðíÿê
Заказ 2151/39 Тираж 408 Подписное
ВНИИПИ Государственного комитета СССР поделам изобретений и открытий
113035," Москва, Ж-35, Раушская наб., д. 4/5
Филиал ППП "Патент", r. Ужгород, ул. Проектная, 4
1- — > (6)
2тисЧ dR
27imc V» . 2 н тс ч
Исключая из этих уравнений К и о
R,, получаем зависимость (R) .
После того, как мы восстановили
VÄ(R), зависимость Р(р) можно найти, решая интегральное уравнение Абеля (4) или (5), также как это делается при любых хордовых измерениях.
При больших значениях плазменного тока от пролетных частиц с. xð
= +1 следует перейти к частицам с
Х (1, выходящим на стенку из более глубоких областей плазмы. При произвольных зависимостях х (R „) и (R ) о о 02 процедура восстановления качественно не меняется, однако система управлений для определения 1 (К) оказывается более громоздкой.
Зависимости (R ) и х,(R ) могут быть рассчитаны заранее и зависят от величины тока в плазме и формы сечения стенки. По экспериментальным кривым 4„(R ) и фz(R ) восстанавливаются 4 (р), T(p) п(у) .
Способ позволяет измерять большое число параметров плазмы, а именно: распределение плазменного тока, распределение давления плазмы, не требует использования специальных инжекторов тяжелых ионов, что существенно снижает стоимость диагностики.
