EAST托卡马克上的多普勒背向散射仪

发布时间：2020-07-27 20:16

【摘要】：多普勒背向散射仪结合了传统剖面微波反射仪的高时空分辨率和布拉格散射的波数分辨率的优点,是有效的湍流测量工具而被广泛用于磁约束核聚变实验。本文主要就多普勒背向散射仪的搭建、数据处理、物理实验以及相关模拟展开讨论。本论文首先介绍了多普勒背向散射仪的测量原理,并总结了其他聚变装置上的多普勒背向散射仪的系统结构以及实验结果。论文中还发展了可用于EAST实验中用于计算截止层位置以及截止层处密度涨落波数的射线追踪程序。射线追踪程序采用剖面微波反射仪测量的密度信息,再结合EAST的EFIT磁面信息,反演出EAST放电的密度剖面分布以及磁场分布,然后根据反演的密度剖面和磁场计算微波在等离子体中传播。论文中发展了三维准高斯射线追踪程序,用以演化在传播过程中微波信号与磁场角度的关系。另一方面,在实验中我们采用二维高斯射线追踪程序来计算系统的径向分辨率以及波数分辨率,并使用计算速度更快的单射线追踪程序计算截止层位置和截止层处密度涨落的波数。射线追踪采用WKB近似,所以在入射角度较小时WKB近似不满足,此时射线追踪失效。为了计算多普勒频移以及频移幅度的大小,论文中还对比了三种不同的计算多普勒频移的方法：权重平均法、直接高斯函数拟合法和双高斯函数拟合功率谱非对称部分的方法,分析三种方法的优缺点,并根据EAST具体实验发展出适用于EAST多普勒背向散射仪的数据处理方法。论文中我们综合考虑其他聚变装置上多普勒背向散射仪的优缺点,根据EAST托卡马克的装置参数以及实验需求给出了EAST托卡马克上的多普勒背向散射仪的设计方案,完成微波系统以及光学前端的搭建。EAST多普勒背向散射仪由两道构成：Q波段(33-50GHz)和V波段(50-75GHz),采用外差法测量,极化方式为非寻常模极化。我们选用相位噪声低稳定性高的频率合成源作为微波信号源,信号源根据物理实验的需求可以选择步进式扫频或定频测量。调制频率为20MHz的单边带调制器被用来调制载波信号以获得上边带频率,从而实现外差测量。系统的光学前端由两面反射镜组成：一面平面反射镜和一面可以旋转的椭圆面反射镜,将微波信号聚焦到等离子体截止层附近。为了获得好的波数分辨率,Q波段系统微波信号通过光学前端聚焦后,在截止层处的束腰半径为3cm,而V波段为2.5cm。实验中的通过旋转椭圆面反射镜可以用来改变微波信号的入射角度,入射角度的范围为+20。,可测量的波数范围为4-22cm-1,径向覆盖范围对于L模可以覆盖整个等离子体小半径范围,对于高约束模运行也可以覆盖整个台基区。系统的波数分辨率好于0.3,径向分辨率好于0.2。在实验室中,我们用一个表面有涨落结构的可旋转的圆轮来代替实验中等离子体密度涨落的运动,通过倾斜发射微波信号到转轮的表面可以获得散射回的多普勒频移信号,验证系统的可行性。随后在论文介绍了在EAST实验的情况,多普勒背向散射仪安装在EAST托卡马克的。窗口,其中Q波段系统在窗口的上部,而V波段系统在窗口的下部。在实验中我们完成了多普勒背向散射仪的频率和波数扫描测量,实验结果显示,入射角度越大多普勒频移越大,但是多普勒频移的幅度减小；改变入射方向,多普勒频移的方向也改变,从而验证了系统的有效性以及测量的正确性。实验中还测量了低杂波加热对极向旋转速度的影响,发现低杂波加热会使变边界极向旋转速度变大,从而在边界形成一个更负的径向电场阱：另一方面我们还观察到极向旋转速度会被低杂波加热调制,随着低杂波加热开始极向旋转速度增大,低杂波加热结束,极向旋转速度减小。在论文中,我们分别给出了L模和H模的径向电场分布,发现L模和H模放电都会在边界形成一个负的径向电场阱,但是H模放电的径向电场阱深要更负,且阱的最低点更加靠近边界,在边界的径向电场剪切更大。论文中给出了L-H和H-L模转换过程中径向电场的演化,发现在L-H转换过程中芯部和边界的径向电场都会变得更负,但在等离子体边界密度涨落幅度减小,而芯部密度涨落幅度会增大；在H-L转换过程则相反。在EAST实验中我们还观察到了I-phase振荡,实验显示在I-phase期间径向电场和密度涨落同频率振荡,且径向电场的变化要领先于密度涨落幅度(湍流强度)和H∞信号的变化;另一方面我们还发现径向电场和密度涨落呈现此消彼长的趋势,也就是说在I-phase期间径向电场调制湍流,最终调制输运水平；论文中还利用多普勒背向散射仪测量了H-I-L和L-I-H转换过程中径向电场的平衡量和涨落量的演化,实验发现径向电场的涨落对I-phase其维持作用,当径向电场的涨落量增大到一定程度后平衡量开始增加,放电状态从I-phase进入H模；而当径向电场的涨落减小到一定程度时,放电状态从I-phase回到L模。论文中还分析了湍流在边界局域模缓解和抑制中的作用。超声分子束注入抑制和缓解边界局域模实验中,在边界局域模被缓解期间我们观察到了间歇性的小尺度湍流(f～600kHz),正是其增大输运,控制边界局域模,使其得到缓解。在低杂波调制加热抑制边界局域模实验中,我们同样在边界局域模被缓解期间观察到间歇性小尺度湍流的,与此同时我们还观察到另一种更高频率的湍流(频率在4MHz左右)间歇性出现,在边界局域模被缓解期间,这种高频湍流与小尺度湍流呈现此消彼长的趋势；而在边界局域模被完全抑制期间,这种高频湍流连续出现,但是这种高频湍流是如何产生的,究竟属于一种什么模式,仍需要进一步的研究和探索。论文最后我们利用时域有限差分方法完成了多普勒背向散射的二维全波模拟,验证了微波反射与散射测量的局域性；模拟中显示当密度涨落幅度较低时,多普勒频移的幅度与密度涨落幅度成正比。论文中还比较了背向散射和前向散射的区别,结果显示背向散射的多普勒频移大小与密度涨落幅度无关,仅有密度涨落的垂直运动速度和入射角度(入射波数)有关；而前向散射带来的频移与密度涨落幅度有关,当密度涨落幅度较小时,前向散射带来的频移介于零频和背向散射引起的多普勒频移之间,而随着密度涨落幅度增大,该频移逐渐增大,当密度涨落幅度达到一定程度,前向散射带来的频移与背向散射带来的频率一致。
【学位授予单位】：中国科学技术大学
【学位级别】：博士
【学位授予年份】：2015
【分类号】：TL631.24
【图文】：

磁位形,托卡马克

卡马克由于其造价低廉、磁位形简单、约束效率高而成为最流行的磁约束聚变装置。图1.1是一个典型的托卡马克磁位形图，环向场线圈产生一个环向的磁场，用于约束等离子体，但是单纯的环向磁场会使电子和离子沿着垂直方向向不同的方向漂移从而破坏等离子体约束，所以需要垂直场线圈产生的垂直场和由等离子体电流引入的极向场来维持等离子体的约束，在托卡马克磁约束核聚变中正是依靠环向磁场、垂直场和极向磁场这三个磁场的共同作用来实现对等离子体的约束。^ transformercurrentflux surface图1.1:托卡马克磁位形简图。三个不同的磁场：共同作用将等离子体约束住。在Lawsion判据中提到，为了实现聚变点火，需要等离子体温度达到10-l^keV,这单凭装置自身的欧姆加热很难实现，所以我们需要通过辅助加热的手段来提高等离子体温度。现行常用的辅助加热手段有中性束注入加热(NBIX电子回旋共振加热（ECRH)、离子回旋共振加热（ICRH)和低杂波加热（LHRH)等。但是，实验中发现辅助加热的注入，虽然能提高等离子体温度

放电波形,约束模,托卡马克,放电波形

time [s]图1.2: E4Sr托卡马克上典型的高约束模放电波形。摘自/3/为AJ言号，可以看到在这三次放电中都存在I-phase振荡，只是振荡的时间长短不一。进入I-phase后等离子体密度和储能（图1.3 (b) (c))都开始增大，但是增大的幅度有所不同。现有的实验结果表明，I-phase振荡的长短可能与输入功率和L-H模转换功率阈值的差值有关，具体的机理仍需要进一步的探索和研宄。前面给出了L-H模转换过程中等离子体整体参数（弦平均密度、等离子体储能等）的时间演化，而大量的实验表明，在L-H模转换的过程中，等离子体参数的变化主要集中在边界区域

温度剖面,等离子体电子密度,电波,约束模

图1.3 ： EASn^卡马克上不同1-phaseik^电波形，摘自/"57时等离子体电子密度和温度剖面的分布（图1.4左图和右图），可以看出相对于低约束模，高约束放电条件下，边界电子密度、温度剖面变陆峭，形成输运全，这一区域又被称为台基区；而芯部的电子密度和温度剖面则变化不明显。这一现象也在JET-2M、AlcatorC-Mod、TEXT-U等托卡马克上得到了证实。在EAST托卡马克上，张重阳博士也给出了在L-H模转换过程中，边界台基区的建立的全过程[7]:实验中观察到随着高约束模的发展，边界密度梯度逐渐变大，进而当高约束模充分发展，密度梯度显著提高[7]。在图1.4中可以看到密度梯度有一个拐点

【参考文献】