張偉 張新軍? 劉魯南 朱光輝 楊樺 張華朋 鄭藝峰 何開洋 黃娟

1) (中國科學院合肥物質科學研究院,等離子體物理研究所,合肥 230031)

2) (深圳大學物理與光電工程學院,深圳 518060)

3) (中國科學技術大學核科學技術學院,合肥 230026)

在磁約束聚變等離子體中,離子回旋共振加熱(ICRF)與中性束注入(NBI)是兩種主要的加熱方法.它們的協(xié)同加熱一直都是聚變領域研究的重點.本文首先闡明了ICRF 高次諧波加熱以及ICRF 與NBI 協(xié)同加熱的基本原理.通過EAST 托卡馬克上實驗和相應的TRANSP 模擬,發(fā)現(xiàn)了ICRF 與NBI 的協(xié)同加熱不僅可以顯著提高等離子體參數(shù)(極向比壓、等離子體儲能、離子溫度、中子產額等),而且能產生大量高能粒子,形成高能粒子尾巴.例如,1 MW 的ICRF 三次諧波可將初始能量為60 keV 的NBI 高能氘離子加速至600 keV.通過改變氫少子含量、提高ICRF 和NBI 加熱功率、使用ICRF 在軸加熱、優(yōu)化NBI 注入角度等,可以有效地提高協(xié)同加熱效率以及高能粒子的能量.進一步地,將協(xié)同加熱產生的高能粒子分布代入粒子軌道程序中,計算了高能粒子的輸運以及其在第一壁上的損失.結果表明,損失的高能粒子的初始位置位于低場側,且損失軌道大部分為捕獲粒子軌道.高能粒子損失位置主要位于主限制器以及ICRF 和低雜波限制器的中上平面.這些損失的高能粒子被認為是造成限制器上熱斑的主要原因之一.

1 引言

自20 世紀90 年代以來,離子回旋共振加熱(ICRF)與中性束注入(NBI)的協(xié)同加熱一直都是磁約束聚變研究的重點.在世界著名的磁約束聚變裝置如JET[1,2],ASDEX Upgrade[3,4],DIII-D[5],TEXTOR[6],JT-60[7-9]上,都開展了大量的協(xié)同加熱的實驗和理論研究.比如,日本JT-60 托卡馬克裝置上的實驗表明ICRF 和NBI 的協(xié)同加熱可以產生高能離子尾巴,并將等離子體能量約束時間提高到了只有NBI 或ICRF 單獨加熱時的3倍[7].歐盟JET 托卡馬克上的實驗表明NBI 的高能氘離子與ICRF 二次[2,10]或三次[11,12]諧波的協(xié)同可以產生能量達2 MeV 的高能氘離子.最近的JET 實驗發(fā)現(xiàn)可以將NBI 產生的氘高能粒子視為第三種離子,通過ICRF 將其在D-3He[13,14]或H-D[1,15]等離子體中的離子-離子混雜共振處進一步加速,產生協(xié)同效應.德國ASDEX Upgrade 托卡馬克上的實驗和模擬表明NBI 與ICRF 的協(xié)同加熱可以將NBI約50 keV 的高能離子能量提高至500 keV[4,16].

ICRF 與NBI 的協(xié)同加熱不僅可以大幅提高注入的NBI 高能粒子能量,也能提高等離子體的參數(shù),包括離子溫度、儲能、極向比壓、中子產額等.在JET 的DT 實驗中,通過使用5.5 MW ICRF與23.5 MW NBI 獲得了36 keV 的離子溫度,這相對于單純使用29 MW NBI 獲得的離子溫度提高了10 keV[17].EAST 托卡馬克上的實驗也表明,通過ICRF 和NBI 的協(xié)同加熱,可以大幅提高等離子體的極向比壓、等離子體儲能、離子溫度和中子產額[18].特別是在歐盟JET 和美國TFTR 裝置上,都曾廣泛使用了ICRF 與NBI 的協(xié)同加熱來提高等離子體的性能,并分別產生了15 MW 和10 MW 的聚變輸出功率[19,20].

本文重點分析EAST 托卡馬克上ICRF 與NBI協(xié)同加熱產生的高能粒子分布及輸運.通過協(xié)同加熱產生的大量高能粒子,可以有效地提高等離子體性能和聚變反應率.然而,未經充分慢化的高能粒子損失則可能對裝置器壁造成損傷.因此,理解這些高能粒子的行為對提高未來聚變堆的聚變輸出功率、實現(xiàn)高參數(shù)等離子體的安全運行尤為重要.

2 協(xié)同加熱基本原理

由于有限拉莫爾半徑效應,ICRF 的電場可有效加速位于高次諧波共振層附近的NBI 高能離子,產生協(xié)同效應.協(xié)同加熱利用ICRF 快波電場梯度來加速NBI 高能離子,其基本物理圖像如圖1 所示.當高能離子能量越大(即回旋半徑越大)時,其經歷的電場梯度越大,從ICRF 電場中獲得的能量也越大,進而更容易被加速.當回旋軌道直徑等于半波長時,高能粒子可以從ICRF 電場中獲得最大的能量.通過計算可知,1 MeV 的氘離子其回旋軌道直徑(7.2 cm)仍遠小于半波長(dm 到m 量級).而目前聚變裝置中能產生的高能粒子最大能量也在MeV 量級.因此,一般認為能量越大的離子越容易被ICRF 高次諧波加熱.

圖1 (a) 捕獲離子在離子回旋共振加熱層被加速示意圖;(b) 高次諧波加熱基本原理圖Fig.1.(a) Demonstration of trapped ion acceleration at the ion cyclotron resonance layer;(b) demonstration of basic mechanism of high harmonic ICRF heating.

ICRF 與NBI 協(xié)同加熱產生的高能離子分布(fi)可以用Fokker-Planck 方程來計算[21]:

其中C(fi),S(v)和L(v) 分別為碰撞項、源項和損失項.兩種加熱的協(xié)同作用則是通過波與粒子相互作用項來實現(xiàn).這里v為離子速度;DRF是波準線性算法,與ICRF 的電場、垂直波矢、能量密度以及共振離子的回旋頻率和垂直速度相關.本文中使用的TRANSP 集成模擬,通過TORIC(ICRF 程序)、NUBEAM(NBI 程序)和FPP(計算Fokker-Planck 方程模塊)的自洽迭代,可以很好地計算協(xié)同加熱產生的高能離子分布.

ICRF 與NBI 的協(xié)同加熱一般要求選定的高次諧波共振層位于磁軸附近,這樣才能使NBI 高能粒子盡可能多地位于共振層的多普勒展寬內,并獲得加速.ICRF 波與粒子共振關系為

其中ω是ICRF 天線加熱頻率,ωcj是共振粒子回旋頻率,k//和v//是波數(shù)和平行速度,n則代表了諧波數(shù).對于D 離子,常用的高次諧波加熱為二次(n=2)和三次(n=3)諧波加熱.從波與粒子共振關系,可得諧波共振的位置為

其中B0和R0分別為磁軸處的磁場和大半徑,qi和mi分別為帶電粒子的電荷和質量.因此,在已知天線加熱頻率的前提下,離子的回旋共振層可以通過環(huán)向磁場來確定.對于NBI 高能氘離子來說,還會存在較大的多普勒展寬,位于其內的高能離子都能獲得有效加速.其中,為背景離子的速度,ωci為離子回旋頻率.

基于(3)式,可得出EAST 的氘離子諧波共振層位置隨磁場的變化,如圖2(a)所示.為使諧波共振層位于磁軸(R0=1.9 m)處,二次到五次諧波加熱所需的環(huán)向磁場分別為Bt=2.43,1.62,1.21 0.97 T.EAST 常用的磁場為2.4—2.5 T,因而氘離子二次諧波是最常用的高次諧波加熱模式.然,種加熱模式是相互競爭的.一般說來,當氫少子的含量大于1%時,氫少子加熱模式占主導,ICRF電場主要加速氫離子;當氫少子含量少于1%時,氘離子的二次諧波加熱模式占主導,ICRF 電場主要加速背景和注入的氘離子.氫高能離子相對氘高能離子在慢化過程中更易加熱電子.

圖2 (a) 高次諧波對應的環(huán)向磁場.其中n 來自方程(2),代表第n 次諧波加熱,虛線為EAST 磁軸R0=1.92 m 處;(b) 當環(huán)向磁場Bt=1.63 T時n=2—4 次諧波共振所在位置;(c) EAST 上四條NBI 束線和兩個ICRF 天線的環(huán)向位置Fig.2.(a) Toroidal magnetic field for high harmonic ICRF heating.The integer n comes from Eq.(2) and represents the nth high harmonic heating.The vertical dashed line represents the magnetic axis at R0=1.92m;(b) high harmonic resonance positions for n=2-4 with Bt=1.63 T.(c) toroidal locations of the four NBI linesand two ICRF antennas.

當磁場降低至1.6 T 時,此時氘離子三次諧波位于磁軸,而二次和四次諧波共振層位于裝置外,如圖2(b).因而不管主等離子中氫離子含量如何,氘離子的三次諧波一直占主導,這樣可以使三次諧波加熱最大化.但是在EAST 上,使用低縱場容易而,氘離子的二次諧波與H 離子的基頻(n=1)共振位置是相同的,在存在氫少子的情況下,這兩導致等離子體的約束變差,放電不穩(wěn)定,因此不經常使用.值得一提的是,在ASDEX-U 等裝置中還嘗試過改變天線頻率和環(huán)向磁場,使二次諧波和三次諧波共振層同時位于裝置內,實現(xiàn)了多種諧波同時與NBI 協(xié)同加熱.

EAST 目前共有兩個ICRF 天線,最大耦合功率共為4 MW.配有四條NBI 束線,源功率共8 MW,注入等離子體的最大功率共為4—5 MW.這些加熱系統(tǒng)的環(huán)向位置如圖2(c)所示.此外,EAST 還有多項高能粒子診斷,包括中子發(fā)射譜儀(NES)、中子飛行時間譜儀(TOFED)、快離子Dα光譜儀(FIDA)和高能粒子損失探針(FILD).因此,EAST 具備了開展ICRF 與NBI 協(xié)同加熱的實驗條件.

3 協(xié)同加熱產生的高能粒子分布

在EAST 上,開展了大量的ICRF 二次或三次諧波與NBI 協(xié)同加熱的實驗,重點研究了協(xié)同加熱產生的高能粒子分布和輸運,并取得了一系列成果.研究發(fā)現(xiàn),ICRF 電場極大地提高了NBI 注入的高能粒子能量,并產生高能氘離子尾巴.圖3 給出了ICRF 二次諧波與NBI 協(xié)同加熱的一些實驗設置和結果.結果表明,通過1.5 MW 的ICRF 和1.0 MW 的NBI 協(xié)同加熱,可以將等離子體極向比壓、等離子體儲能、離子溫度和中子產額分別提高約35%,33%,22%和80%.實驗中還發(fā)現(xiàn)可以通過降低少子含量、優(yōu)化共振層位置、提高ICRF 功率、提高NBI 束壓、改變NBI 注入角度等方法來增大NBI 高能離子吸收的ICRF 波能量,有效提高ICRF 與NBI 的協(xié)同效應,增大高能粒子能量,并獲得更高參數(shù)等離子體.

圖3 (a) ICRF 二次諧波與NBI 協(xié)同加熱的實驗設置;(b) 協(xié)同加熱對離子溫度的影響;(c) 協(xié)同加熱對中子產額的影響.圖中NBI 的功率設置成兩個脈沖是為了獲得更多的協(xié)同加熱和NBI 單獨加熱的數(shù)據(jù).設置NBI blips 是為了獲得FIDA 的診斷數(shù)據(jù)Fig.3.(a) Experimental setups of the ICRF second harmonic heating and NBI synergetic heating;(b),(c) influences of synergetic heating on the (b) ion temperature and (c) neutron yield.The NBI heating power is set with two separate pulses in order to obtain more data for cases with synergetic heating and NBI heating alone.The NBI blips is set to facilitate the FIDA diagnostics.

在實驗中,通過NES 和FIDA 測得了高能中子關于能量的分布,并用FIDA 測得了D 離子在低能段(10—80 keV)的能譜.從這些實驗可知,在有協(xié)同加熱時,高能中子產生了能量大于3 MeV的高能尾巴.然而,高能粒子的位置和速度分布等卻無法從實驗診斷中獲得.因此,使用實驗測得的電流、環(huán)電壓、磁場以及電子、離子密度和溫度等作為TRANSP 的輸入,并計算了不同ICRF 諧波和NBI 協(xié)同加熱產生的高能粒子分布.不管是對二次諧波加熱還是三次諧波加熱模式,都確保模擬得到的中子產額和實驗測量在定量上保持一致.

在TRANSP 模擬中,首先計算了在協(xié)同加熱條件下ICRF 波場對等離子體中各種帶電粒子的加熱情況,結果如圖4(a)所示.在三次諧波加熱中,ICRF 的能量基本被NBI 高能氘離子吸收了.NBI 高能離子吸收的ICRF 功率密度如圖4(b)所示.由于約80%的NBI 高能離子能量在66 keV,這些高能離子會使共振層形成比較大的多普勒展寬,并在芯部形成較寬的波能量沉積區(qū)域.而對于背景的氘離子,雖然其共振層也在磁軸處,但由于其1 keV 的能量導致其回旋半徑和多普勒展寬都較小,因而在有NBI 高能離子競爭加熱的情況下,其吸收的波能量并不顯著.此外,氫少子其共振層不在裝置內,故其吸收的波能量可忽略不計.背景電子則通過朗道加熱(電場平行分量)和磁泵加熱(平行磁場梯度)來吸收很少的波能量.

圖4 (a) 不同粒子吸收的ICRF 三次諧波能量,可以看出ICRF 能量主要被NBI 高能氘離子吸收;(b) NBI 高能離子吸收的三次諧波能量密度Fig.4.(a) ICRF third harmonic heating power absorbed by different charged particles.The dominant ICRF power is absorbed by NBI fast Deuterium ions.(b) The ICRF power density absorbed by NBI fast Deuterium ions.

基于ICRF 三次諧波與NBI 協(xié)同加熱實驗數(shù)據(jù)(#102242),用TRANSP 模擬得到的氘高能粒子在能量和投擲角上的分布如圖5 所示.結果表明,相對于2 MW NBI 加熱,2 MW NBI 與1 MW ICRF 的協(xié)同加熱可以大幅提高氘離子分布的高能尾巴,甚至將初始60 keV 的NBI 高能氘離子的能量提升至約600 keV.這些被加速的離子投擲角的主要區(qū)間為v///v=0.2—0.4.在離子能量E＜ 180 keV 時,該投擲角區(qū)間的離子主要為捕獲粒子.而當E＞ 320 keV 時,該投擲角區(qū)間的離子則基本為通行粒子.對于捕獲離子,一般是當其反彈點位于共振層(包括多普勒展寬)時,其被波電場加速.對于通行離子,當其軌道穿過共振層被波電場加速,且在極向上越靠近中平面時獲得的加速也越大.這是因為最大的波功率沉積位置在中平面附近的區(qū)域,如圖4 所示.

圖5 (a1) 2 MW NBI 和(a2) 2 MW NBI+1 MW ICRF 協(xié)同加熱下的高能氘離子在能量-投擲角上的二維分布以及(a3) 高能氘離子關于能量的一維分布,其中F 是高能氘離子的密度,E 是能量;計算這些分布時對不同徑向位置做了平均;(b1)—(b3) 2 MW NBI+1 MW ICRF 協(xié)同加熱下高能粒子在不同徑向位置的分布Fig.5.(a1)2 MW NBI and (a2)2 MW NBI +1MW ICRF synergetic heating induced fast Deuterium ion distribution as a function of the energy andpitch angle and(a3)1D distribution as a function of energy.(b1)-(b3)2 MWNBI+1 MW ICRF synergetic heating induced fast Deuterium ion distribution at different radial locations.

通過TRANSP 計算的高能粒子分布如圖5 所示.其中,圖5(a1)—(a3)中高能粒子的分布在徑向上做了一個平均.為了弄清在不同徑向位置的分布,分別計算了不同徑向位置的高能氘離子在能量-投擲角空間的分布,如圖5(b1)—(b3).顯然,在越靠近等離子體芯部(如ρ=0.1)的位置,高能氘離子被加速的份額越大,且其在投擲角上的分布更寬.這說明不僅是反彈點位于共振層的捕獲離子獲得了加速,而且與磁場同向的通行粒子由于其軌道可以長時間停留在共振層內,因而也獲得了加速.而在靠近等離子邊界(如ρ=0.7)的位置,一方面由于在這個徑向區(qū)間的離子數(shù)相對較少,另一方面由于捕獲離子其反彈點不能經過共振層,或者捕獲和通行離子穿過共振層的軌道遠離中平面,因而被加速的高能粒子較少.

通過對高能離子分布作進一步的統(tǒng)計分析,可以得到高能氘離子關于投擲角和徑向位置的分布,如圖6 所示.該結果進一步證實了ICRF 加速的NBI 高能離子主要集中在芯部,且加速的離子的投擲角多為v///v=0.2—0.4.總體來說,由于初始的NBI 高能離子主要為通行離子,所以NBI 與ICRF協(xié)同加熱后的高能粒子也以通行離子為主.

圖6 NBI 單獨加熱(藍色)及NBI 與ICRF 協(xié)同加熱(紅色)情況下產生的高能氘離子關于(a) 徑向和(b) 投擲角的分布.圖中藍色和紅色重疊區(qū)域顯示為深紅色Fig.6.NBI heating alone (blue) and NBI-ICRF synergetic heating (red) induced fast Deuterium ion distribution as a function of(a) radial position and (b) pitch angle.The dark red color in the figure is due to the overlap of the blue and red colors.

進一步地,可以計算得到不同能量段的高能氘離子在磁矩-環(huán)向動量上的分布,從而理解產生與損失的是哪種類型的離子,結果如圖7 所示.從圖7 可以看出,被約束或損失的高能粒子可以分為捕獲、同向通行(與等離子體電流同向)和反向通行三大類.顯然,對E=60 keV 和100 keV 附近的高能粒子,其都在捕獲和同向通行區(qū)間.由于NBI單獨加熱產生的離子最大能量為80 keV,所以E＞80 keV (如圖7(b)中的E=100 keV)的高能粒子只有NBI 和ICRF 協(xié)同加熱才會產生.從結果可以看出,協(xié)同加熱對捕獲和通行離子都有加速作用.而對于能量更高的離子(如E＞ 400 keV),其只落在同向通行區(qū)間,即協(xié)同加熱只加速了通行離子.這是因為更高能量的離子更容易穿透環(huán)向磁場產生的磁阱而成為通行粒子.

4 高能粒子輸運與損失

通過TRANSP 計算得到高能粒子分布后,可以將其代入粒子軌道程序如SOFT[22]和ISSDE[23]中做進一步的計算,從而分析高能粒子的軌道及其在第一壁上的損失.在該計算中,考慮了包括主限制器以及ICRF 和低雜波天線限制器的第一壁結構.損失機制包含了碰撞和環(huán)向波紋場,模擬時間為0.5 s 時.計算結果表明,NBI 與ICRF 協(xié)同加熱相對于NBI 單獨加熱產生了更多的高能粒子,且引起的高能粒子損失也更大.NBI 單獨加熱可引起約3%的高能粒子損失,而NBI 與ICRF 協(xié)同加熱(H 少子含量為1%)可引起約4%的高能粒子損失.由于主限制器以及ICRF 與LH 天線限制器最靠近等離子體,因而高能粒子也主要損失在這些第一壁部件上.大部分高能粒子損失在中平面上,而剩余的少部分高能粒子則損失在第一壁的中上平面上,如圖8(a)所示.這些損失高能粒子的初始位置位于低場側,損失軌道大部分為捕獲粒子軌道.

圖8 NBI 與ICRF 協(xié)同加熱產生的高能氘離子 (a)初始位置(藍色)與第一壁損失(紅色);(b) 在第一壁上的能量沉積;(c) 實驗上觀測到的 Dα 信號.其中,在SOFT 和ISSDE 模擬計算中都只考慮了碰撞和環(huán)向波紋場Fig.8.(a) Initial position (blue) and first wall loss (red) of the NBI-ICRF synergetic heating induced fast Deuterium ions;(b) power deposition of the fast ions on the first wall and its comparison with (c) observed Dα signal in experiments.Here,both collision and toroidal field ripple are considered in the SOFT and ISSDE calculations.

從三維粒子軌道程序ISSDE 的模擬結果(圖8(b))也可以看出,高能粒子主要損失在中平面上,且會在限制器的中平面位置引起明顯的熱斑.高能粒子在主限制器和ICRF 限制器上產生的能量沉積與EAST 上由可見光相機觀測得實驗結果(圖8(c))一致.由于主限制器相對于I 窗口的ICRF 天線限制器更靠近等離子體,因而主限制器上產生的熱斑更大.而由于等離子體電流為逆時針方向,ICRF 天線左限制器上高能粒子的能量沉積大于右限制器上的能量沉積.

除了環(huán)向波紋場,磁流體不穩(wěn)定性也是引起高能粒子損失的重要原因.為了理解它對高能粒子損失軌道的影響,使用了粒子導心軌道程序ORBIT[24]對無磁擾動、有磁擾動和同時存在磁擾動和波紋場這三種情況進行了計算.在該計算中,高能氘離子的能量為60 keV,初始位置為0.8ψ,投擲角(v///v)為0.3.其中ψ為歸一化磁通,v//為平行于磁力線的速度.磁擾動使用了理想磁島模型[25],磁擾動幅度為 2×10-4,頻率為10 kHz,模數(shù)為(2,1)模.計算結果表明,該捕獲離子在磁擾動的影響下,其粒子軌道會在徑向上發(fā)生向外的偏移,并最終損失在第一壁.軌道偏移最大的地方為離子進動到捕獲軌道反彈點時.當磁擾動和環(huán)向波紋場同時存在時,粒子軌道的徑向偏移量更大,粒子損失得越快(如圖9).從高能粒子損失方面來說,這兩種機制也存在協(xié)同作用.因此,在磁約束聚變等離子體中,當環(huán)向電流線圈及其產生的環(huán)向波紋場不可改變時,應盡量減小磁流體不穩(wěn)定性(包括各種高能粒子模)及其引起的磁擾動,從而減小高能粒子損失.

圖9 單個高能D 離子(E=60 keV)在(a)無磁擾動,(b)有磁擾動,(c)有磁擾動和環(huán)向波紋場時的粒子導心軌道Fig.9.Guiding center orbit of a fast Deuterium ion with energy of E=60 keV in the presence of (a) no magnetic field perturbation,(b) magnetic field perturbation,(c) both magnetic field perturbation and toroidal magnetic field ripple.

5 結論

ICRF 與NBI 不僅是現(xiàn)有磁約束聚變裝置廣泛使用的兩種加熱方法,也是未來聚變堆將使用的主要加熱方法.ICRF 與NBI 的協(xié)同加熱可以產生大量的高能粒子,這些高能粒子在提高等離子體參數(shù)的同時也能提高聚變反應率和中子產額.然而,未經充分慢化的高能粒子損失會對裝置器壁造成損傷.因此,協(xié)同加熱條件下高能粒子的產生和輸運一直都是磁約束核聚變研究的重點.

本文首先對ICRF 與NBI 協(xié)同加熱的基本原理做了介紹.由于有限拉莫爾半徑效應,ICRF 波的電場梯度可有效加速位于高次諧波共振層的NBI高能離子,從而實現(xiàn)協(xié)同加熱.EAST 實驗表明,通過1.5 MW 的ICRF 和1.0 MW 的NBI 協(xié)同加熱,可以將等離子體極向比壓、等離子體儲能、離子溫度和中子產額分別提高約35%,33%,22%和80%.同時,協(xié)同加熱也大量產生了能量在約100 keV 量級的高能粒子,形成了高能氘離子尾巴.

通過基于實驗的TRANSP 模擬可知,初始能量為60 keV 的NBI 高能氘離子可被協(xié)同加熱提高至600 keV.協(xié)同加熱下加速的高能離子主要集中在等離子體芯部,且投擲角主要為v///v=0.2—0.4.被加速后的離子在E＜ 400 keV 時既有捕獲離子,又有同向通行離子.而被加速后的離子在E＞400 keV 時則只有同向通行離子.這是因為對于投擲角相同的離子來說,當粒子能量越大時,其平行方向的速度也越大,粒子更容易穿透磁阱而成為通行離子.研究中還發(fā)現(xiàn),當EAST 使用常用的環(huán)向磁場(Bt=2.5 T)時,氘離子的二次諧波共振層和氫離子的基頻共振層重疊.此時當氫少子含量越低時,ICRF 的二次諧波與NBI 的協(xié)同加熱效果越強,所產生的高能粒子能量也越大.而當EAST 降低磁場至Bt=1.7 T 時,氘離子的三次諧波共振層位于磁軸附近,氫離子的基頻共振層位于托卡馬克外.此時氫少子含量對ICRF 的三次諧波與NBI的協(xié)同加熱不產生影響.除了改變氫少子含量外,提高ICRF 和NBI 加熱功率、使用ICRF 在軸加熱、優(yōu)化NBI 注入角度等都可以進一步提高協(xié)同加熱以及氘離子分布的高能尾巴.

進一步地,我們將TRANSP 計算得到高能粒子分布代入到粒子軌道程序ORBIT 和ISSDE 中,計算了高能粒子的輸運和損失.研究表明,NBI 與ICRF 協(xié)同加熱產生的更多的高能粒子,因此在考慮存在環(huán)向波紋場和碰撞的情況下,其引起的高能粒子損失也越多.而當進一步考慮磁流體不穩(wěn)定性時,高能粒子向外偏移的軌道更大,輸運更強,損失的高能粒子越多.這些損失高能粒子的初始位置都位于低場側,且損失軌道大部分為捕獲粒子軌道.這是因為位于低場側的粒子才能落到磁阱中成為捕獲粒子.相對于通行粒子,位于低場側的捕獲粒子會在反彈點附近平行速度變得非常小,因而受環(huán)向波紋場(ripple)和碰撞的影響越大,向外的軌道漂移也更大,更容易損失掉.計算結果和實驗結果都表明,高能粒子主要損失在主限制器以及ICRF和低雜波限制器的中上平面.這主要是由于這些限制器的中平面最靠近等離子體,因而最容易受到高能粒子的轟擊.其次,由于等離子體電流從裝置頂部俯視為逆時針方向,因而同向捕獲粒子軌道的外半圈在極向上是向下的,捕獲粒子更容易落到限制器的中上平面.這些損失的高能粒子是造成限制器上熱斑的主要原因之一.因此,為了保障裝置的安全穩(wěn)定運行,亟需減小高能粒子的徑向輸運和損失.在未來的研究中,將進一步在實驗和理論上探索控制高能粒子分布以及減小高能粒子損失的方法.