第20卷第4期核聚变与等离子体物理V ol.20,No.4 2000年12月N uclear F usion and Plasma Physics D ec.2000文章编号:0254-6086(2000)04-0226-07HL-1M弹丸云分析和安全因子初步测量郑银甲,冯 震,刘 永,肖正贵,李承跃,郭干城,李 波,宋显明(核工业西南物理研究院,成都610041) 摘 要:在HL-1M装置上用高速二维成像CCD相机观测了弹丸的注入和消融过程,获得了一次放电的大量高时间分辨率(曝光时间为0.1 s)的多幅多次曝光的弹丸消融云照片,并对HL-1M等离子体的q分布进行了初步测量。
描述了基于消融云倾斜角观测进行q分布测量的实验布局、基本问题和结果。
根据照片分析了弹丸注入效果,讨论了弹丸与等离子体相互作用的物理机制。
关键词:弹丸云;安全因子;CCD相机中图分类号:O536 文献标识码:A1 引言核聚变等离子体中的输运过程和各种不稳定性的物理模型是建立在假定这些过程与等离子体电流密度分布或安全因子(q)分布相联系的基础上的。
然而,要测量q(r)分布是相当困难的。
目前,已有一些方法,如塞曼效应、法拉第旋转、非相干散射光的谱线调制、运动斯塔克效应以及磁化粒子的直接观察等用于q(r)分布的测量。
可是,运用这些方法测量安全因子需要非常复杂的设备[1],目前在HL-1M装置上尚难以实现。
弹丸云的辐射和形状包含有弹丸消融的大量信息,根据在T EXT、T FR、T-10和ASDEX-U等托卡马克装置上的观测,弹丸在等离子体深层区形成一系列雪茄形消融云,每一片云都跟随磁力线充填在一个通量管上形成条纹(光强度在空间和时间上的调制)。
因此,高速CCD 相机是研究弹丸注入过程最直观和实用的工具。
利用高速CCD相机拍摄消融云瞬间状态可以确定云相对于托卡马克纵向磁场的倾斜角,相应于磁场螺距角,这是测量q分布的依据[1～3]。
2 实验安排1999年,对实验布局、相机控制以及触发方式等在以前的基础上进行了一系列改进[4]: a.改进了相机座架,观测角由8.3o增加到13.4o;b.变焦镜头的数值孔径NA改变为f/1.4,收稿日期:2000-01-06;修订日期:2000-09-18基金项目:国家自然科学基金资助项目(19789501)作者简介:郑银甲(1945-),男,研究员,四川省成都市人,1968年哈军工核物理专业毕业,1981年获电子科大光通信专业硕士,现主要从事等离子体物理和诊断工作。
第4期郑银甲等:HL-1M弹丸云分析和安全因子初步测量 227焦距f=0.8m,与相机镜头至观察消融云的距离相对应;c.采用中心波长 0=656.3nm、FWH M=7nm的H线干涉滤光片;d.进行一次放电多发弹丸注入多幅照片的拍摄;e.对每一幅设定多次相同的曝光时间和相同的延迟时间,每次曝光和延迟时间选择为0.1～0.5 s和15～60 s;f.减小CCD器件的感光区域ROI,从而缩短读出时间,增大取幅率FPS;j.选择了两种新的相机触发方式,获得相机开启最佳时刻,这是拍好照片的关键。
触发方式一是取激光测量弹丸速度v p电路中的脉冲信号,再经过隔离、放大用作融发信号,相机可以获得整个消融过程信息;触发方式二是取装置上方窗口诊断H线信号,也经过放大、限幅等电子学处理后用作触发信号。
用弹丸本身的H辐射触发相机能精确控制同步,对捕捉弹丸注入等离子体芯部区域的消融信息相当有利。
HL-1M装置大半径R0= 1.2m,小半径a=0.26m,等离子体电流I p=120～250kA,纵场B T= 2.2～2.7T,靶电子密度n e=(0.3～3.5)×1019m-3。
多发弹丸沿水平方向向等离子体芯部注入。
注入时间选取在等离子体电流I p坪台区,放电条件为欧姆加热,8发氢弹丸尺寸分别为2个 1.0mm、3个 1.2m m、3个 1.2～1.3mm。
由于注入系统良好的准直特性,可以认为弹丸在水平中平面上运动和消融。
3 消融云的观测和分析3.1 弹丸云的尺寸和形状由于注入条件和等离子体参数的不同,弹丸形成了不同形状和尺寸的消融云,如图1所示。
常见的消融云形状有:“球形”、“细长雪茄形”、类似于“UFO形”、“彗星形”、“双层云形”、“动态形”、“颗粒形”等。
球形反映弹丸以较低v p进入等离子体并在外层空间形成消融云,云中大部分粒子为中性粒子,不受磁场约束,所以云呈球形膨胀,如图1a、1b。
图1b中的弹丸速度仅为v p=210m s-1,球形云未能分开。
细长的雪茄形表明弹丸已进入等离子体芯部区域,弹丸周围除中性云外,其外层尚有被电离的二次等离子体云。
在我们的测量中,沿磁力线的方向上典型的云尺寸为50～90m m,而垂直于磁场的径向云的宽度为5～10m m。
弹丸消融云的动态形状对分析弹丸运动有较高价值,例如图1中两片相邻云的时间间隔为15 s(延迟时间),则相应的径向距离为13.5m m(v p=900m s-1)。
3.2 弹丸消融和速度估计根据弹丸照片可以分析消融细节,如形状奇怪的消融云反映出弹丸在形成和发射过程中弹丸本身可能不均匀;有多个小云点的照片表明在枪口或在导管中运行时弹丸碎片已经产生,注入效果差;对称形状在多数情况下都可以观测到。
Vkuteev(5)指出,柱型弹丸(r p×2r p)在一开始消融后立刻变为球形(r p),在消融的初始阶段云呈球形对称,进入芯部区域云在磁力线和与之垂直方向呈轴对称。
等离子体有较强超热电子流时,在电子和离子电流两侧有非对称性,此外在极向方向的内外侧也可能出现非对称性。
在图1e中云的凸形表明,如Durst等人所观测到的一样(1),在运动方向上弹丸消融动态过程中光辐射“滞后”弹丸运动。
图1c、1g、1h说明,云形成是周期性的,即旧云层在消融、崩塌时,弹丸从中跳出不断建立新的云层,加料贯穿在整个消融期间,尤以芯部更明显[6]。
228核聚变与等离子体物理 第20卷图1 弹丸消融图 图2 3发弹丸消融图a t=154m s;b t=216ms;c t=254ms。
弹丸速度可以从进入等离子体前飞行距离及延迟时间估算。
多数情况下弹丸速度v p= 500～1100m s-1,实验中测得最低的弹丸速度v p为210m・s-1(图2b)。
3.3 一次放电多发弹丸照片拍摄HL-1M装置多发弹丸注入得到高效率加料,改进了能量约束并维持较高的密度峰化剖面,为此多发弹丸发射间隙需降到25ms以下,相应调整相机的ROI。
而象素面640(H)×480 (V)的全幅拍摄读出时间需要32ms,设定适当的小曝光面,ROI可减小这个时间。
例如选择400(H)×200(V),读出每一行需时间64 s,200行共需200×64 s=17.92ms,余下未曝光的280行以4倍速率读出需时间4.48m s,总读出时间为17.92ms+4.48ms=22.4m s,这样一次放电我们拍摄到多发弹丸注入的四幅照片。
图2是一次放电三发弹丸注入三幅五次循环(15 s延迟时间+0.5 s曝光时间)的实验结果。
在第三幅照片中,第一片云的形状是球形,而其余几片云被拉长了;第二幅和第一幅消融云的位置在q(r)≤2甚至小于1的磁面上,说明弹丸穿透到更深的等离子体区域。
第4期郑银甲等:HL-1M弹丸云分析和安全因子初步测量 229由于消融云的形状变化很快,要确定弹丸的精确位置有一定困难,但弹丸运动提供了分离的多片消融云的可能。
我们认为,在一次放电中采用多幅多次曝光设定有可能获得多个时刻的安全因子q(r)值,这是非常吸引人的。
4 HL-1M装置安全因子初步测量为了验证消融云跟踪磁场的倾斜方向对局部磁场方向的依赖关系,放电期间我们进行了纵场反向拍摄消融云的实验。
图3所示的是,B T反向后观察到的消融云条纹的倾斜角也反向。
这个实验证实了弹丸云中的可见部分含有稠密的高电离成分,它们跟踪局部磁场并沿着磁力线方向扩散,也支持了以下螺距角和安全因子的实验。
对HL-1M这样大环径比的圆截面托卡马克装置,安全因子沿小半径r的分布q(r)可由圆柱形近似确定:q(r)=rB TR0B!(1)式中,R0为等离子体大半径;r为等离子体小半径坐标;B!0和B r是极向磁场B!(r)和纵向磁场B T(r)在大半径R0处的值。
消融云在垂直方向基本无偏离(极向角!=0),但考虑到等离子体环形效应和Shafranov 位移,由托卡马克的平衡特性,局部B!(r)和B T(r)值可表示为[7]:B T(r)=B T0R0R=B TR0R0+r cos!=B T0R0R0+rB!(r)=B!01+∀r R0co s!o=B!1+∀rR0(2)式中,∀=#*-34+l i-1212ra2;#*和l i为等离子体#值和内电感。
非对称因子∀与Shafranov位移有关。
为了得到与弹丸注入方向垂直的磁面上的安全因子,由实验布置的几何关系和倾斜角关系式B!B T=tg=tgcos#,并将式(2)代入式(1)得:q(r)=rR01+rR01+∀rR0cos#tg(3)式中,#为CCD像相观测角; 为测量的消融云倾斜角, 与螺距角一一对应,只要确定环水平中平面线(相应于B T线),不同位置的 也就确定了。
为了从照片上获得q(r)分布的结果,首先在弹丸注入前后拍摄注入方向的背景图。
从背景图上的焊缝线得到纵场方向(B T线)。
其次再对消融云进行拍摄,对每次拍摄的消融云照片采用最大值扫描法处理,即在与消融云的倾斜方向相垂直的线段上找出各段点最大值,对其线性回归求出一条直线消融云倾斜线,如图4所示。
图5是第6161次放电多次曝光的消融云图,放电参数是:I p=150kA,B T= 2.1T,n e= 1.3×1019m-3和v p=686m s-1,Sha fra no v位移约为1.2cm,#*≈0.2,l i≈0.8。
这次弹丸穿透到等离子体中心。
由于触发信号要达到阈值以上才能触发相机,所以难以观测到弹丸进入等230核聚变与等离子体物理 第20卷图3 弹丸消融云倾斜角与B T 方向的关系a B T 正向;b B T 反向。
图4 对消融云的处理A消融云的倾斜线;B 纵场B T 方向;C 与消融云倾斜方向垂直的方向。
图5 多次曝光的消融云图 图6 q 分布的测量结果离子体的起始消融部分。
根据式(1),用等离子体总电流I p 可求出边缘q 值:q (a )=50a 2B T 0/R 0I p = 4.6。
0.1 s 曝光时间远小于时间尺度r p /v p ,r p 为弹丸半径。
照片呈现了弹丸在不同时刻的消融。
两片消融云之间时间间隔35 s 相应于径向距离2.4cm(v p =686m s -1),在12～16cm 距离上拉长云的倾斜角随着弹丸往芯部穿透而变小,但变化不十分明显。
