ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРОННОГО КОМПОНЕНТА ПЛАЗМЫ НА
advertisement
УДК 533.9 ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРОННОГО КОМПОНЕНТА ПЛАЗМЫ НА СФЕРИЧЕСКОМ ТОКАМАКЕ ГЛОБУС-М В УСЛОВИЯХ ПРЕДЕЛЬНЫХ ПЛОТНОСТЕЙ С ПОМОЩЬЮ ДИАГНОСТИКИ ТОМСОНОВСКОГО РАССЕЯНИЯ В.К. Гусев, С.Ю. Толстяков, В.И. Варфоломеев, А.В. Воронин, М.М. Кочергин, Г.С. Курскиев, М.М. Ларионов, Р.Г. Левин, В.Б. Минаев, Е.Е. Мухин, М.И. Патров, Ю.В. Петров, Г.Т. Раздобарин, Н.В. Сахаров, В.В. Семенов, А.Е. Шевелев, Д.Б. Гин (ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, С.-Петербург), А.Б. Минеев (НИИЭФА им. Д.В. Ефремова, С.-Петербург) В данной работе приведены результаты экспериментальных исследований режимов с максимальной и минимальной плотностью на токамаке Глобус-М (R = 0,36 м, a = 0,24 м). Эксперименты проводились при Втор(0) = 0,4 Тл, Iпл = 0,18—0,25 МА, q95 = 3,5—5 и вертикальной вытянутости шнура 1,5—1,7. В работе обсуждаются вопросы по оптимизации омического разряда, обеспечившей достижение предела Гринвальда. Выбор оптимальных условий (прицельного параметра, временного согласования, режима разряда) для ввода нагревного пучка атомов дейтерия с мощностью 0,45—0,6 МВт и энергией 28—29 кэВ обеспечил преодоление предела Гринвальда и эффективный энерговклад в электронный компонент плазмы. Для формирования профиля плотности были проведены эксперименты по инжекции высокоионизованной струи водородной плазмы со скоростью до 100 км/с, плотностью до 1022 м–3 и полным количеством быстрых частиц ~2×1019. При этом увеличение общего количества частиц в разряде достигало 50% без заметного ухудшения параметров плазмы и, согласно данным томсоновского рассеяния, происходил довольно быстрый рост плотности не только на периферии, но и в центральной области плазменного шнура. Приведены результаты экспериментов в режимах с низкой плотностью, сопровождавшихся генерацией убегающих электронов. Измерения профилей плотности и температуры методом томсоновского рассеяния позволили локализовать источник убегающих электронов как по времени, так и в пространстве. ELECTRON COMPONENT STUDY USING THOMSON SCATTERING IN PLASMA OF SPHERICAL TOKAMAK GLOBUS-M UNDER THE DENSITY LIMITS. V.K. GUSEV, S.Yu. TOLSTYAKOV, V.I. VARFOLOMEEV, A.V. VORONIN, M.M. KOCHERGIN, G.S. KURSKIEV, M.M. LARIONOV, R.G. LEVIN, V.B. MINAEV, E.E. MUKHIN, M.I. PATROV, Yu.V. PETROV, G.T. RAZDOBARIN, N.V. SAKHAROV, V.V. SEMENOV, A.E. SHEVELEV, D.B. GIN, A.B. MINEEV. The experimental results on the Globus-M tokamak (R = 0.36 m, a = 24 m) devoted to highest and minimal density regimes study are reported. The experiments were performed at ВT(0) = 0.4 Т, I P = 0.18—0.25 МА, q95 = 3.5—5 and plasma vertical elongation 1.5—1.7. Discussed is the ohmic heating scenario optimization helping in the Greenwald limit achievement. Choice of NB injection optimal conditions (impact parameter, timing, discharge parameters) within the power range of 39 0.45—0.6 MW at the beam energy of 28—29 keV allowed to overcome the Greenwald limit and to increase energy deposition into the electron component of plasma. Experiments on injection of highly ionized hydrogen plasma jet with the velocity of ~100 km/s, density up to 1022 m–3, total number of accelerated particles (1—5)1019 and were performed to build up the density profile. Injection increased particle inventory in Globus-M discharge by ~50% without target OH plasma parameter degradation. The fast density rise both at the plasma periphery and in the central area was recorded due to the data by Thomson scattering. Described are experimental results obtained in low density regime accompanied by runaway electron generation. Electron density and temperature profiles measured by Thomson scattering diagnostics helped in spatial and temporal localization of the runaways generation source. ВВЕДЕНИЕ. СФЕРИЧЕСКИЙ ТОКАМАК ГЛОБУС-М Международная программа исследования УТС в значительной мере приблизилась к созданию термоядерного реактора. В настоящее время завершилась разработка международного термоядерного экспериментального реактора (ИТЭР). Параллельно с осуществлением проекта ИТЭР требуется улучшение эффективности будущего реактора. Одно из важных направлений развития токамаков связано с получением плазмы с высокими значениями параметра b. В сферических токамаках МГД-устойчивость плазмы выше, чем в обычных, благодаря сильной тороидальности, большому магнитному ширу и более высокой вытянутости в вертикальном направлении, что позволяет достичь больших b. Привлекательной особенностью сферических токамаков является возможность получения больших значений тока по плазме в относительно слабом стабилизирующем магнитном поле, что делает более эффективным омический нагрев [1]. Высокая плотность тока позволяет получить разряд с высокой средней плотностью плазмы при низком тороидальном магнитном поле. Созданная в 1999 г. установка Глобус-М (рис. 1) является единственным сферическим токамаком в России [2], имеет большой радиус R = 0,36 м, малый радиус а = 0,24 м, что соответствует аспектному отношению 1,5. Вертикальная вытянутость шнура может достигать 2, а треугольность 0,45. Объем вакуумной камеры составляет 1,1 м3, объем плазмы ~0,5 м3. Достигнутый ток по плазме Ip = 0,35 МА, тороидальное магнитное поле на оси разряда ВT £ 0,5 Тл. Глобус-М имеет большое число полоидальных обмоток, гибкую систему питания суммарной мощностью сетевых источников питания 125 МВА и современную цифровую автоматическую систему управления, позволяющую заданным образом Рис. 1. Сферический токамак Глобус-М изменять положение и форму плазменного шнура и достигать близких к предельным величин вытянутости и треугольности. Полномасштабная программа физических исследований на токамаке была начата в 2001 г., основные результаты которых отражены в публикациях [3—8]. Глобус-М — единственный в России токамак, в котором создается и изучается диверторная конфигурация плазменного шнура, оторванного от стенок камеры. Такая магнитная конфигурация предусмотрена в термоядерном токамаке-реакторе. Это по40 зволяет проводить комплекс физических и инженерных исследований в поддержку проекта ИТЭР. К установкам, предназначенным для подтверждения принципиальных преимуществ удержания и нагрева плазмы в геометрии малого аспектного отношения, относятся, кроме Глобуса-М, еще MAST (Великобритания) [9] и NSTX (США) [10]. Несмотря на меньшие геометрические размеры, Глобус-М имеет самое высокое среди сферических токамаков отношение тороидального магнитного поля к радиусу плазмы, а также самое большое значение средней плотности тока плазмы. Плазма в установке тесно вписана в объем вакуумной камеры, при этом характерное расстояние от внешней границы плазмы до стенки составляет всего 3—4 см. В такой конфигурации создаются благоприятные возможности для размещения магнитных и других датчиков максимально близко к границе плазмы, а близость проводящей стенки оказывает стабилизирующее влияние, препятствующее развитию МГД-неустойчивостей. Впервые для сферических токамаков на установке Глобус-М применяется уникальное сочетание систем дополнительного нагрева плазмы — ВЧ-нагрев на основной гармонике ионно-циклотронного резонанса и инжекция нейтральных атомов. Их общая мощность в настоящее время составляет ~1 МВт. Отличительной особенностью Глобуса-М является возможность достижения высокой мощности дополнительного нагрева плазмы на единицу объема. При объеме плазмы в двух других крупных сферических токамаках MAST и NSTX, большем в 20 раз, мощность дополнительного нагрева в этих установках превышает максимально достигнутую на Глобусе-М лишь в 3—7 раз. Мощность вводится как в ионный, так и в электронный компонент плазмы. В данной работе представлены результаты экспериментальных кампаний 2005— 2006 гг. (общее число разрядов ~6000) — рассматриваются режимы с предельными параметрами плазмы. В первую очередь, это разряды с высокой плотностью, которые представляют большой интерес для программы термоядерных исследований в связи с тем, что выделяемая энергия DT-синтеза пропорциональна квадрату плотности при постоянной ионной температуре. Токамак Глобус-М обладает всеми возможностями для проведения программы исследований таких режимов — большое отношение BT/R конструктивно закладывалось для достижения предельных плотностей. Из критерия Шафранова—Крускала следует, что для круглого сечения шнура отношение BT/R пропорционально плотности тока в центре j(0) [1, 11] и увеличение этой величины приводит к увеличению мощности омического нагрева. С увеличением плотности тока плазменный шнур становится более терпимым к большим потокам нейтралов на периферию шнура, при этом не происходит сужения токового канала и срыва тока плазмы из-за радиационного коллапса. На основе анализа различных режимов нагрева Хьюгилл и Гринвальд показали, что предельнодостижимая плотность nmax ~ 2BT/qR (1020 м–3×Тл, м) (предел Мураками—Хьюгилла [12]) и nmax ~ IP/pa2 (1020 МА, м) (предел Гринвальда) [13]. Стоит отметить, что для токамаков с большим аспектным отношением и круглым сечением шнура BT/qR ~ IP/pa2 и увеличение BT/R (при постоянном q) ведет к увеличению предела по плотности. До последнего времени различные технические проблемы препятствовали достижению максимальных значений BT/R на токамаке Глобус-М. Кроме того, для исследования режимов с высокой плотностью существуют принципиальные трудности, характерные для токамаков с любой геометрией. Первая — сохранение устойчивости плазмы и баланса энергии и частиц на периферии в режимах с высокой плотностью. Вторая трудность связана с недостаточной проработкой алгоритмов и методов наращива41 ния плотности. В данной работе сравниваются два метода: традиционный напуск газа, осуществляемый с помощью программируемых клапанов, и инжекция быстрой, плотной струи плазмы [6]. Первый метод традиционно используется практически на всех токамаках, второй впервые разработан на токамаке Глобус-М. Кроме режимов с высокой плотностью в работе рассмотрены режимы с низкой плотностью, которые также представляют интерес для изучения физики токамаков. В таких режимах в силу меньшей частоты соударений возникают условия для генерации убегающих электронов. При определенных условиях ток убегающих электронов частично или полностью замещает ток, переносимый тепловыми электронами, и может вносить заметный негативный вклад в энергобаланс, а также создавать угрозу токамаку при нарушении равновесия и устойчивости. Кроме того, по поведению убегающих электронов можно получить представление о топологии магнитного поля (качестве магнитной ловушки). В этом плане исследование условий генерации убегающих электронов представляет собой важную задачу для изучения физики систем с магнитным удержанием плазмы. Задача экспериментов, результаты которых представлены в данной работе, состояла в отработке и развитии методов контроля плотности, в получении режимов как с максимально, так и минимально возможной плотностью на токамаке Глобус-М и сравнении эффективности различных методов наращивания плотности. Для решения этой задачи были проведены предварительные работы по модернизации диагностического комплекса, улучшению вакуумных условий, отработке специальных сценариев разряда для режимов с высокой и низкой плотностью. МОДЕРНИЗАЦИЯ ДИАГНОСТИЧЕСКОГО КОМПЛЕКСА Диагностики, используемые при изучении режимов с высокой и низкой плотностью, входят в комплекс диагностических систем, разработанных для токамака Глобус-М [14]. Схема размещения основных диагностик на токамаке приведена на рис. 2. SXR-приемник SXR-камера обскура Вакумная откачка Болометр Инжектор нейтрального пучка Ловушка лазерного пучка Спектроскопия Ha и примесных линий Газонапуск ICR-антенна Радар-рефрактометр Анализатор нейтральных частиц HXR-приемник Лазерный пучок, томсоновское рассеяние Детекторы 3 см излучения Плазменная пушка CCD-камера Полихроматоры томсоновского рассеяния 3 вертикальные хорды зондирования СВЧ-интерферометром Приемники EBWизлучения Радар-рефлектометр Коллимированные датчики Da, верхний и нижний куполы, средняя плоскость Рис. 2. Размещение диагностик на токамаке Глобус-М 42 n, м–3 Т, эВ В проведенной серии экспериментов ключевую роль играли многоимпульсная диагностика томсоновского рассеяния (ТР) [15] и 1-мм СВЧ-интерферометр, обеспечивающий зондирование плазмы по трем вертикальным хордам. Их применение совместно с 32-хордовой камерой мягкого рентгеновского излучения [16], большим количеством тороидальных и полоидальных магнитных зондов Мирнова значительно расширило возможности измерений. Одна из технических проблем измерений в описываемой серии экспериментов с высокой плотностью — рефракция микроволнового пучка с длиной волны 1 мм, ограничивающая возможности интерферометра. Токамак Глобус-М имеет довольно большое сечение плазменного шнура (~0,8×0,5 м), и измерительные проблемы возникали при зондировании по наиболее длинной вертикальной хорде около 1 м. Диапазон измеряемых 1-мм интерферометром плотностей не превышал (6—7)1019 м–3 (линейно усредненная плотность вдоль хорды зондирования). Диагностика томсоновского рассеяния обеспечила измерения во всем диапазоне плотностей, получаемых на установке, несмотря на неблагоприятные условия регистрации сигнала в присутствии мощного паразитно-рассеянного света. Сложность проблемы на токамаке Глобус-М усугубляется применением электрохимической полировки внутренней поверхности камеры. Данная технология позволяет сократить поступление примесей в разряд, однако интенсивность мешающего излучения многократно усиливается из-за высокоотражающих свойств внутренней поверхности вакуумной камеры. Кроме того, близость границы плазмы к стенке исключает возможность размещения ловушек света, традиционных для диагностик ТР. Оба фактора — зеркальная поверхность камеры и близость плазмы к стенке — также увеличивают уровень фона свечения плазмы из-за переотражений и особенностей взаимодействия плазмы со стенкой в условиях углеродного напыления. В комплекс диагностики томсоновского рассеяния входит уникальный лазер на основе неодимового стекла, обеспечивающий генерацию 10—20 импульсов за разряд токамака с энергией в импульсе 5—10 Дж, с возможностью кратковременного форсирования энергии до 15 Дж. Применение светосильных фильтровых спектрометров, снабженных лавинными фотодиодами в Температура, № 13793 качестве приемников, определило высо600 кую чувствительность диагностики. По400 этому в проводимых экспериментах в 200 каждом из 10—20 выстрелов обеспечи0 ваются надежные измерения даже при 140 160 130 150 t, мс работе лазера в щадящем режиме с а Плотность, № 13793 энергией в импульсе 2—5 Дж. При та6е19 ких энергиях временная эволюция про4е19 странственных профилей температуры и плотности электронов измеряется за 2е19 один разряд токамака, что исключает 0 140 160 130 150 зависимость от невоспроизводимости t, мс б разрядов. Пример таких измерений приРис. 3. Томсоновские измерения временной эволюции веден на рис. 3. Отличительной особентемпературы (а) и плотности (б) в омическом разряде ностью системы является возможность в точках по большому радиусу: n — R = 0,386; n — программного изменения энергии ла- R = 0,306; ð — R = 0,256; — R = 0,211; — R = 0,176 м 43 зерных импульсов в пределах разряда токамака, что актуально для измерений в режимах с сильно меняющейся плотностью (см. рис. 3). Важной особенностью диагностики является возможность произвольного распределения моментов генерации по разряду токамака с минимальным интервалом между импульсами лазера 300 мкс, что позволяет детально исследовать переходные процессы нагрева плазмы и ввода топлива. Относительная и абсолютная калибровка спектрометров томсоновского рассеяния для разных пространственных точек выполнена с помощью рамановского рассеяния на газовой мишени в совокупности с данными микроволнового интерферометра в омической фазе разряда. Многоканальная диагностика мягкого рентгеновского излучения регистрировала МГД-активность во внутренних областях плазмы, тогда как расширенный комплекс магнитных зондов (16 тороидальных и 28 полоидальных) обеспечивал измерения периферийных возмущений плазменного шнура. Эти диагностики обеспечивали информацию о структуре и поведении МГД-флуктуаций. ОМИЧЕСКИЕ РЕЖИМЫ С ВЫСОКОЙ ПЛОТНОСТЬЮ Отн. ед. Отн. ед. <n>, 1020 м–3 I, кА В ранних экспериментах на токамаке Глобус-М с программируемым напуском газа [17] наибольшие значения плотности в омических режимах в условиях неборонизированной камеры не превышали 4×1019 м–3 (средняя плотность вдоль хорды зондирования). Проведение боронизации позволило достичь более высоких плотностей ~(5—6) 1019 м–3, что соответствует значению ~0,75 nGw. Экспериментально было показано, что при попытках дальнейшего наращивания плотности, при значениях свыше 5×1019 м–3, развивается сильная МГД-неустойчивость, m/n = 1/1 (Snake) и m/n = 2/1, которые ограничивают дальнейший рост плотности. Типичный сценарий развития подобной неустойчивости проиллюстрирован на рис. 4. Ток плазмы, линейно усредненная плотность, сигналы мягкого рентгена и зондов Мирнова показаны для разряда, в котором сделана попытка преодолеть предел по плотности Ток плазмы № 9332 путем форсирования напуска газа из 200 импульсного клапана. Внутренние 100 а колебания мягкого рентгеновского 0 Линейно усредненная плотность излучения, регистрируемые SXR0,6 камерой, и внешние флуктуации маг0,3 б нитного поля, регистрируемые зонда0 SXR, центральная хорда ми Мирнова, имеют одинаковую час1 тоту, что возможно при «зацеплении» в мод в тороидальном направлении и 0 означает развитие неустойчивости в Сигнал магнитного зонда 1 широкой области. 0 Внешняя мода идентифицируется г –1 как мода 2/1 с помощью магнитных 0 10 20 30 40 50 60 70 80 Время, мс МГД-зондов, идентифицировать Рис. 4. Ток плазмы (а), линейно усредненная плотвнутреннюю моду 1/1 стало возможность (б), сигналы мягкого рентгена (в) и зондов ным после установки 32-канальной Мирнова (г) в разряде, в котором сделана попытка камеры мягкого рентгена. «Зацеплепреодолеть предел по плотности 44 ние» тиринг-мод низшего порядка становится отправной точкой развития неустойчивости в плазме. Когда значение плотности приближается к предельному значению, это приводит к внутреннему срыву, сбрасывающему «избыточную» плотность ниже предела (58 мс, см. рис. 4). При сохранении плотности ниже предельного значения мода 1/1 может исчезнуть. Во время последних экспериментов [18] удалось заметно увеличить предел по плотности благодаря улучшению вакуумных условий и отработке новых сценариев разрядов. Во-первых, благодаря модернизации системы управления удалось стабилизировать положение плазменного шнура по вертикали, ограничив взаимодействие плазменного шнура с верхней и нижней частями вакуумной камеры, и тем самым уменьшить поступление примесей в разряд. Во-вторых, предпринятые меры по улучшению вакуумных условий (внедрение безмасляной откачки) и снижению интенсивности взаимодействия плазмы со стенкой (установка нового графитового лимитера) обеспечили возможность работы при токе более 230 кА и высокой плотности в омическом режиме. В заключительной стадии разряда линейно-усредненная плотность превышала 1×1020 м–3, при этом наблюдалась стабилизация МГД-активности на низком уровне. В данных экспериментах плотность контролировалась с помощью газонапуска, при этом вклад стенок в общий баланс частиц предположительно был небольшим. Это обеспечивалось специальной подготовкой внутренней поверхности камеры с последующей боронизацией. Стандартная для токамака Глобус-М процедура боронизации [19] состоит в разложении карборана С2В10Н12 в тлеющем разряде в гелии, сопровождающемся осаждением С и В на поверхностях камеры, обращенных к плазме. Данная операция осуществлялась после подготовки стенки — непрерывный нагрев камеры до 200 оС в течение 48 ч обеспечивал максимальное удаление адсорбированного газа. Тлеющий разряд в гелии (рабочее давление 10–2—10–3 торр, плотность тока 0,1—0,15 А×м2) включался каждый раз перед началом эксперимента на 6—8 ч. Кроме того, тренировка камеры тлеющим разрядом проводилась во время перерыва в работе токамака в течение дня по 1—2 ч. Другой важной особенностью сценария было чередование режимов с различной плотностью — несколько последовательных разрядов с низкой плотностью приводили к обезгаживанию поверхности стенки, сводя к минимуму неконтролируемое поступление дейтерия в плазму в последующих разрядах с высокой плотностью. В этих условиях поступление газа можно было четко дозировать с помощью внешних источников дейтерия. Основным критерием очистки стенки от рабочего газа было получение омических разрядов с плотностью ~1·1019 м–3 и ниже. После разрядов с интенсивным газонапуском требовалось дать 3—4 тренировочных разряда без дополнительного напуска газа для восстановления необходимых условий. ЭКСПЕРИМЕНТЫ ПО НАГРЕВУ НЕЙТРАЛЬНЫМ ПУЧКОМ В предыдущей серии экспериментов на токамаке Глобус-М с инжекцией пучка нейтральных атомов в дейтериевую плазму с умеренной плотностью был достигнут заметный прогресс в нагреве ионов — двух-трехкратное увеличение ионной температуры наблюдалось при плотности, не превышающей 5×1019 м–3, и мощности пучка 0,4 МВт [20]. Согласно данным томсоновских измерений нагрев электронного компонента плазмы в таких режимах весьма незначительный, что согласуется с результатами моделирования с использованием кода АСТРА, предсказывающего малость поглощенной электронами 45 SXR, отн. ед. nl, 1014 см–2 Р, отн. ед. мощности в сравнении с мощностью омического нагрева. Последние эксперименты с инжекцией нейтрального пучка в более плотную плазму [21] проводились при следующих условиях: тороидальное магнитное поле 0,4 Тл, большой и малый радиусы ~0,34 м и ~0,22 м соответственно, ток плазмы 0,18—0,25 МА, вытянутость плазменного шнура ~1,5—1,7. Пучок нейтральных атомов инжектировался по касательной к оси разряда в направлении, совпадающем с током плазмы. Мощность пучка была в диапазоне 0,45— 0,55 МВт, энергия атомов увеличена до 28—29 кэВ для улучшения проникновения пучка в плотную плазму. Плотность плазмы увеличивалась с помощью газонапуска с различной скоростью подачи газа — от ~4 Па×м3×с–1 до максимально возможной ~7,5 Па×м3×с–1. Инжекция пучка в плазму осуществлялась в один из двух моментов времени: «ранняя инжекция» с моментом включения пучка через 22 мс после начала разряда и на 10 мс позже «обычная инжекция». Продолжительность инжекции в обоих случаях составляла 20—30 мс. При «ранней инжекции» в плазму с относительно низкой плотностью и большим током ~250 кА происходила раскачка пилообразных колебаний. Согласно томсоновским измерениям локальные изменения плотности наиболее заметны в центральной области плазмы. В момент пилообразных 2 R = 0,386 м колебаний происходит чрезвычайно сильное изменение профиля давления 1 R = 0,211 м (рис. 5, а) — перед падением интенсивно0 а сти мягкого рентгена профиль пикируется, в момент сброса — уплощается, что 0,42 м 20 соответствует изменению профиля тока. Интегральные параметры плазмы при пи0,24 м б лообразных колебаниях изменяются не10 значительно. Оцененное положение пере0 ворота фазы колебаний по большому радиусу из интерферометрических и томсо–2 новских измерений примерно одинаковое –4 в (R ≈ 0,32 м), что соответствует малому 0,025 0,035 0,030 радиусу r ≈ 0,04 м магнитной поверхноt, с Рис. 5. Давление по данным томсоновских измере- сти q = 1, отсчитанному от магнитной оси. ний для R = 0,386 и 0,211 м (а), интерферометричеНаибольшая плотность плазмы досские данные по хордам 0,42 и 0,24 м (б), интенсив- тигалась при большом токе плазмы, ность SXR (в) «ранней инжекции» и максимальной скорости подачи газа. Величина тока плазмы была увеличена до 230—250 кА, а мощность пучка до 0,6 МВт, что приблизительно соответствует вкладываемой омической мощности. На рис. 6 приведены основные параметры плазмы (ток, Da, радиационные потери, интенсивность мягкого рентгена) и данные измерений диагностики томсоновского рассеяния. Как видно, незадолго до окончания импульса нейтральной инжекции электронная плотность (линейно усредненная) достигает высокого значения 1,2×1020 м–3. Другой особенностью режима с высокой плотностью при нейтральной инжекции является невысокая МГД-активность плазменного шнура, сохраняющаяся в течение всего разряда. Мода 1/1 (Snake) не появляется в режимах с высокой плотностью, а периферийные МГД-возмущения, измеренные магнитными зондами, слабы, и только незначительные пилообразные колебания регистрируются в центре разряда. Большинство разрядов с вы- плазмы, № 13727 46 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ПЛАЗМЕННОЙ ПУШКОЙ Отн. ед. Отн. ед. <n>, 1020 м–3 I, кА Отн. ед. Отн. ед. We, кДж W, кВт сокой плотностью прерываются в заключительной стадии в результате магнитного перезамыкания (внутренний срыв), что характерно как для омических, так и разрядов с нейтральной инжекцией. Причина развития мощной МГД-неустойчивости, приводящей к срыву, до конца не ясна. Имеющиеся диагностики не показывают никаких предвестников перезамыкания, наиболее вероятным индикатором приближающегося МГД-коллапса могли бы стать запертые моды, инициируемые рассеянными полями, однако в настоящее время их диагностика на токамаке Глобус-М отсутствует. 260 0 1 Ток плазмы, № 13727 NBI 0,55 МВт Scattering Линейно усредненнаяThomson плотность 0 Ne/N Гринвальда 1 0 D-альфа 1 0 180 0 3 Излучательные потери Энергозапас электронного компонента 0 Сигнал магнитного зонда 1 0 –1 SXR, центральная хорда 1 <n>, 1020 м–3 <n>, 1020 м–3 <n>, 1020 м–3 Низ Верх ерх Эксперименты с инжекцией плазменной струи на токамаке Глобус-М ведутся в течение последних двух лет, в качестве источника 0 Излучение мягкого рентгена используется двухкаскадная плазменная пушка. В предыдущей кампании инжекция осуществлялась под углом 15º к вертикальной оси, скорость струи не превышала 70 км/с. Описание плазменной пушки и мето0 60 15 30 45 Время, мс да инжекции приведено в работе [6]. 6. Параметры плазмы при инжекции нейВ последней серии экспериментов на Рис. трального пучка с максимальной скоростью токамаке Глобус-М плазменная струя ин- подачи газа Линейная средняя плотность (R =24 см) жектировалась в экваториальной плоскости 0,4 вдоль большого радиуса со стороны слабого магнитного поля. Плотность частиц в 0,2 струе составляла 1022 м–3, общее количество инжектируемых частиц (1—5)1019, что 0 Линейная средняя плотность (R = 42 см) сопоставимо с количеством частиц в ос0,4 новном объеме плазмы. Скорость струи была увеличена до 110 км/с. Эксперимент 0,2 проводился в следующих условиях: BT = 0 = 0,4 Tл, Ip = 200 кА, электронная плотность Линейная средняя плотность (R = 50 см) перед инжекцией струи была невелика и по 0,4 данным СВЧ-интерферометра в базовом 0,2 омическом разряде составляла ~(1,5— 19 –3 3)10 м . 0 На рис. 7 приведена эволюция элек45 55 60 50 40 тронной плотности, измеренная с помощью Время, мс 7. Эволюция электронной плотности при инСВЧ-интерферометра. В этих эксперимен- Рис. жекции струи, измеренная с помощью СВЧтах отмечен быстрый рост плотности для интерферометра 47 измерений вдоль всех трех хорд. На приведенных графиках видно, как начальный (в течение ~400 мкс) быстрый рост плотности сменяется существенно более медленным, что, по-видимому, связано с вкладом медленного компонента плазменной струи. К моменту окончания инжекции линейно усредненная плотность вырастает приблизительно в 1,2—2 раза в различных разрядах и максимальный прирост общего количества частиц в плазме составил ~50% (с 0,65×1019 до 1×1019). 19 –3 Для проверки, является ли наблюдае- Плотность плазмы, 10 м , R = 38,6 см мый рост интегральных значений плотности 6 периферийным эффектом, или же затрагива3 ет весь объем плазмы, были сделаны измерения методом томсоновского рассеяния с 19 –3 хорошим временным разрешением. Времен- 6 Плотность плазмы, 10 м , R = 30,6 см ной интервал между лазерными измерениями до и после начала инжекции был уменьшен 3 до 1 мс. На рис. 8 приведены временные зависимости плотности для разных пространПлотность плазмы, 1019 м–3, R = 25,6 см ственных точек, измеренные методом томсо- 6 новского рассеяния. Стоит отметить, что измерения проводились в полоидальном сече- 3 нии, отнесенном приблизительно на 45º в тороидальном направлении от места распоПлотность плазмы, 1019 м–3, R = 21,1 см ложения плазменной пушки. Момент начала 4 инжекции на рисунке отмечен вертикальной прерывистой линией. Видно, что плотность 2 во всех точках плазменного шнура начинает расти быстрее, чем через 500 мкс от начала 40 42 44 46 48 50 52 54 56 58 60 инжекции. Время, мс Важным результатом экспериментов Рис. 8. Временные зависимости плотности для оказалась устойчивость плазменного шнура разных пространственных точек токамака Глобус-М по отношению к такому мощному возмущению, как инжекция большого количества частиц в плазму, — не было отмечено ни деградации тока, ни увеличения примесей, ни усиления МГД-неустойчивостей в момент воздействия плазменной струи. Вместе с тем через время порядка 2—3 мс после прекращения импульса инжекции возмущение отмечается на всех сигналах, в том числе на сигналах радиационных потерь, МГД-активности, интенсивности же примесных линий возвращаются к исходным значениям до момента воздействия плазменной струи [6]. Другим важным результатом экспериментов стали томсоновские измерения с временным и пространственным разрешением, подтвердившие быстрое проникновение частиц в центральные области плазменного шнура, сопровождающееся заметным увеличением плотности во всех пространственных точках. РЕЖИМЫ С НИЗКОЙ ПЛОТНОСТЬЮ Исследования убегающих электронов были проведены в омическом режиме токамака Глобус-М. Интерес к изучению убегающих электронов обусловлен тем, что без 48 <nl42>, м–2 <nl24>, м–2 этого невозможно определить границу рабочих параметров токамака со стороны низких плотно6×1018 стей. В омических разрядах с низкой плотностью корректно работали как СВЧ3×1018 интерферометр, так и диагностика томсоновского рассеяния. На рис. 9 приведены данные ин0 терферометра и лазерные измерения. Чтобы согласовать измерения по разным хордам (интер8×1018 ферометр — вертикальные хорды, ТР — горизонтальная), было принято допущение о сохра4×1018 нении плотности по магнитной поверхности. Средние значения <nl> по данным ТР были по0 лучены путем интегрирования перенесенного на 10 20 30 соответствующие хорды интерферометра проВремя, мс филя плотности, структура магнитных поверх- Рис. 9. Интерферограмма измерений <nl> ностей восстанавливалась по данным магнитной по хордам R = 0,24 м и 0,42 м, дискретные диагностики с помощью кода равновесия EFIT. точки — томсоновские данные На токамаке Глобус-М явления, связанные с убегающими электронами, проявляются при средней плотности плазмы <n e> £ 2×1019 м–3. В Глобусе-М по мере снижения плотности плазмы доля тока, переносимого убегающими электронами, обычно возрастает. Однако в отличие от ситуации в традиционных токамаках с А ³ 2,5 в Глобусе-М доля тока, переносимого убегающими электронами Irun/IP, не превышает 30% [22]. Ранее нами был отмечен эффект «интегральной подстройки» уровня токов убегающих электронов в омическом нагреве через своеобразный механизм обратных связей. Рост I run/I P приводит к уменьшению мощности омического нагрева, снижению T e, падению напряжения на обходе, снижению скорости генерации убегающих электронов и, в результате, к стабилизации тока убегающих электронов на определенном уровне. В последних экспериментах были проведены прямые измерения профилей плотности и температуры электронов в начальной фазе разряда методом томсоновского рассеяния. Условия для генерации убегающих электронов наиболее благоприятны в этой фазе — малая частота столкновений в силу низких значений плотности и высокое отношение Е/Екр (скорость рождения убегающих электронов экспоненциально зависит от параметра Е/Екр [23]) дают возможность электрону набрать энергию больше тепловой на длине свободного пробега. На рис. 10, а приведены профили ne(R) и Te(R), измеренные методом ТР, для различных моментов времени в разряде с низкой плотностью. Поскольку томсоновские измерения проводятся в точках по большому радиусу от центра шнура до его периферии со стороны сильного магнитного поля, восстановление полного профиля осуществлялось путем переноса значений n(R), T(R) по магнитным поверхностям на внешнюю половину шнура (сделано допущение о независимом сохранении плотности и температуры на магнитной поверхности). Временнόй сценарий измерений иллюстрирует рис. 10, б, на котором приведены основные параметры разряда совместно с метками моментов выстрела лазера. 49 Ip, кА 200 500 0,4 R, м 0,2 15 24 100 Tе, эВ 250 150 50 0 0 Лазер 0 t, мс –0,5 2 0,4 R, м 0,2 –1,0 1×1019 nе, 1019 м–3 4 <nl42>, м–2 5×1018 0 24 15 t, мс 0 а 20 40 t, мс 60 80 100 б Рис. 10. Профили ne(R) и Te(R), измеренные методом ТР (а), ток плазмы, лазерные метки, интегральная линейная плотность (б) Г, 1019 м–3×с–1 Совокупность экспериментальных данных позволила определить расположение источника убегающих электронов. Требуемые для расчета параметры плазмы, такие, как Zэф, влияют на величину скорости генерации G(R), однако характер пространственного распределения G(R) сохраняется для всех временных точек начальной фазы разряда, как это показали модельные оценки. При расчете распределения напряженности электрического поля по большому радиусу резистивная составляющая напряжения на обходе восстанавливалась с использованием данных реконструкции кода равновесия EFIT. На рис. 11 приведены пространственные профили источника генерации для различных моментов времени, рассчитанные с использованием данных ТР и 1,2 данных базовых диагностик о параметрах плазмы. 12 мс Данные относятся к начальной фазе 0,6 21 мс разряда — к 12 и 21 мс от момента пробоя, за интервал времени между ними температура не успевает существенно измениться, однако заметный рост плот0 ности и падение напряжения на обходе 0,3 0,4 0,5 0,6 0,1 0,2 приводят к десятикратному уменьшению R, м скорости генерации. В наших условиях Рис. 11. Пространственное распределение по больэто приводит к существенному уменьшешому радиусу локального значения скорости генению вклада тока убегающих электронов рации убегающих электронов для 12 () и 21(s) мс в баланс энергии. от начала разряда 50 Ip, кА 200 100 НXR, отн. ед. 0 0,4 0,2 0 SXR, отн. ед. Несмотря на то, что скорость генерации убегающих электронов достигает максимальных значений именно в начальные моменты разряда, максимальную энергию они набирают спустя некоторое время. Всплески рентгеновского излучения, соответствующие выходу электронного пучка на стенку камеры, появляются через ~30 мс (40 мс от начала разряда, рис. 12). Измерения методом томсоновского рассеяния профилей плотности и температуры позволили локализовать источник убегающих электронов как по времени, так и в пространстве. В данной серии экспериментов максимум скорости генерации приходился на момент времени сразу после ионизационного пика (на 10 мс) и всегда наблюдался на периферии шнура со стороны сильного магнитного поля. 5 0 –5 0 0,8 0,4 t, с Рис. 12. Осциллограммы тока, жесткого и мягкого рентгеновского излучения, соответствующего генерации убегающих электронов ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ ne, м–3 ne,nмe,–3м Te, эВ –3 Te, эВ Измеренный диапазон рабочих плот2·1019 1000 № 13802 ностей (среднее значение) на токамаке 750 Глобус-М лежит в пределах 3·1018— 1·1019 500 20 –3 1,2·10 м . На рис. 13 приведены типич(1–(r/а)2)1 250 (1–(r/а)2)1,7 ные профили для режимов с низкой и 0 0 высокой плотностью и соответствующие 0,2 0,3 0,4 0,2 0,3 0,4 R, м R, м им профили температур. Как правило, в а режимах с высокой плотностью значения 2·1020 № 13727 300 электронных температур заметно ниже, чем в режимах с низкой плотностью, од200 1·1020 нако полное энергосодержание в первом 2 1,5 (1–(r/а) ) 100 случае достигает своих максимальных (1–(r/а)2)1,1 м м 0 0 значений, в том числе, благодаря более 0,2 0,3 0,4 0,2 0,3 0,4 R, м R, м широким профилям электронной темпеб ратуры. Появление условий для генерации Рис. 13. Характерные профили температуры и плотубегающих электронов в разрядах с низ- ности электронов в момент максимума тока для режимов с низкой (а) и высокой (б) плотностью. Прикой плотностью не приводит к катастро- ведены параболические профили, наиболее близко фическим последствиям на Глобусе-М. аппроксимирующие экспериментальные (максимум Как видно на рис. 13, а, при низкой соответствует центру магнитной поверхности) плотности температура плазмы в омическом разряде достигает почти 1 кэВ, что свидетельствует об умеренном вкладе в энергобаланс тока убегающих электронов. Вместе с 51 тем рост энергосодержания плазмы с увеличением плотности свидетельствует о повышении эффективности омического нагрева, что, возможно, связано не только с увеличением энергетического времени жизни, но и с дальнейшим уменьшением тока убегающих электронов. Стоит отметить, что измеренная в различных режимах энергия квантов рентгеновского излучения, соответствующего выходу электронного пучка на стенку, достигала ~4 МэВ. Это отражает высокую эффективность удержания частиц в Глобусе-М. Для набора такой энергии электрон должен совершить несколько миллионов оборотов по тороидальному обходу. В настоящей работе при рассмотрении режимов с низкой плотностью мы ограничились рассмотрением локальных эффектов, связанных с генерацией убегающих электронов. Разумно предположить, что эти эффекты во многом определяются профилями плотности и температуры плазмы, так как скорость генерации убегающих электронов имеет очень сильную зависимость от критического поля Драйсера Ecr, пропорционального отношению ne(R)/Te(R) [23]. В токамаках с большим аспектным отношением локальные эффекты генерации убегающих электронов определяются параметрами пикированности профилей an и aT (при принимаемой обычно параболической зависимости an aT профилей ne(r) = neo(1–r2/a2 ) ; Te(r) = Teo(1–r2/a2 ) ), а электрическое поле можно считать слабо меняющимся в пределах плазмы (E(r) » const). В таких токамаках обычно an < aT, в результате генерация убегающих электронов происходит в основном в приосевой области плазмы, что существенно увеличивает их энергию. В сферических токамаках действует сильный фактор неоднородности вихревого электрического поля (E(R) ~ R–1). Так, в геометрии токамака Глобус-М вихревое электрическое поле меняется в пределах плазмы в (А + 1)/(А – 1) » 5 раз. Это смещает зону ускорения электронов к внутренней границе плазмы. Более того, как показали эксперименты и расчеты G(R) в данной работе, эффект сохраняется не только при различных соотношениях параметров пикированности профилей an и aT, но и при непараболических профилях, характерных для начальной фазы разряда («провальный» для Те). В сферическом токамаке смещение источника генерации к внутренней границе плазмы, вызванное неоднородностью радиального электрического поля по большому радиусу, должно сохраняться и при усреднении движения убегающего электрона вдоль силовой линии. Структура силовой линии сильно отличается от силовой линии на токамаке с большим аспектным отношением — линия делает несколько оборотов вокруг центрального столба на один оборот по внешнему обходу. При этом электрон, двигаясь по сложной траектории вдоль силовой линии, находится бóльшую часть времени в области с максимальной напряженностью поля. Это должно приводить к тому, что локализация области генерации убегающих электронов будет сохраняться у границы плазменного шнура. В работе [24] модельно исследовался также вопрос о радиальной зависимости скорости генерации при an ≥ aT, в сферическом токамаке в этом случае скорость генерации G(R) достигает максимума при r/a ≈ 0,7—0,8 на периферии шнура. В экспериментах по достижению максимальных плотностей предел по плотности, достигнутый ранее в омических режимах, был аналогичен пределу, получаемому на других токамаках. Это предел Мураками—Хьюгилла nкрит £ 2 ВТ/qR, который определяет предел по плотности (3,2—3,8)1019 м–3 для тока плазмы 150—180 кА (6 < qгран < 7) в неборонизированной камере. Боронизация камеры способствует увеличению плаз52 менного тока (уменьшая qгран) и достижению более высокого предела по плотности. Увеличение плотности до 0,7nGw аналогично достигнутому пределу на токамаке START [25] в режимах с высоким током при омическом нагреве плазмы. Вместе с тем поведение параметров плазмы на токамаке Глобус-М заметно отличается от параметров на других установках. Ранее отмечалось [8], что при попытках преодолеть предел по плотности путем увеличения интенсивности газонапуска радиационные потери не растут драматически, в описываемой серии экспериментов не наблюдался радиационный коллапс, хотя деградация тока все же происходит. Такой деградации, как правило, предшествует развитие тороидальных тиринг-мод низкого порядка 2/1 и 1/1, а попытки преодолеть предел по плотности однозначно приводили к нарушению топологии плазменного шнура (внутреннему срыву), не всегда с фатальными последствиями для разряда, но с однозначным сбросом плотности ниже предела. Мода 2/1 имеет ту же частоту и может быть «зацеплена» в тороидальном направлении с модой 1/1, приводящей к ограничению роста плотности в результате магнитного перезамыкания. Как сейчас кажется, причиной раскачки моды 1/1 является сильное взаимодействие плазмы со стенкой при более тесном заполнении плазмой сечения камеры в процессе увеличения плотности. Характерный зазор между внешней границей плазмы и стенкой составляет всего несколько сантиметров. Более точное позиционирование плазменного шнура относительно камеры токамака, специально разработанная технология подготовки вакуумных условий и улучшение сценариев разрядов привели к уменьшению поступления примесей и преодолению начального предела по плотности. Чередование разрядов с низкой и высокой плотностями приводило к существенному уменьшению рециклинга дейтерия в связи с уменьшением количества атомов, поглощенных стенкой. Линейно-усредненная плотность 1·1020 м–3 в омических разрядах достигалась с помощью программируемого газонапуска со стороны внутренней границы плазмы и соответствовала n/nGw ~ 1. Величина объемно-усредненной плотности в этих экспериментах достигала 0,9·1020 м–3, что близко к пределу Мураками—Хьюгилла. Это позволяет утверждать, что предел по плотности для омических разрядов с использованием газонапуска в сферических токамаках достигнут. Упомянутые значения предела по плотности также удалось достигнуть в экспериментах по нагреву с помощью пучка нейтральных атомов. Увеличение энергии пучка с 24 до 29 кэВ и мощности до 0,5 МВт значительно изменило эффективность нагрева. Доля мощности, поглощаемая электронами, стала заметной по отношению к омической мощности [8]. Результаты экспериментального исследования эффективности нагрева электронного компонента в зависимости от плотности приведены на рис. 14. Эволюция энергосодержания в электронном компоненте по данным диагностики томсоновского рассеяния приведена на рис. 14, а для диапазона плотности >6·1019 м2, при этом наблюдается эффективное поглощение энергии пучка в соответствии с расчетом [8]. При уменьшении плотности примерно на 25% эффективность нагрева электронного компонента существенно снижается, что видно на рис. 14, б. Применение пучка нейтралов увеличивает плотность до 1,2·1020 м2, обеспечивая преодоление предела Гринвальда. Эксперименты с инжекцией плазменной струи не проводились в разрядах с максимальной плотностью, но тем не менее была показана бóльшая эффективность метода по сравнению с обычным газонапуском. Около 50% от полного количества частиц, 53 3,0 11 2,5 2,0 1,5 2 22 1,0 0,5 0 40 t, мс 2,0 11 1 1,5 1,0 0,5 NBI 20 — № 13752 r — № 13756 3,0 W, отн. ед. W, отн. ед. 2,5 — № 13727 r — № 13735 0 60 а 222 NBI 20 40 t, мс 60 б Рис. 14. Эволюция энергосодержания в электронном компоненте для разрядов с высокой (а) и умеренной плотностью (б) в NBI (1) и омическом разрядах (2) инжектированных в плазму токамака Глобус-М, эффективно удерживалось в шнуре, увеличивая общее количество частиц в разряде. Характерное время увеличения плотности заметно меньше времени подъема плотности при обычном газонапуске (см. рис. 7). Cравнение времени нарастания из данных интерферометрических измерений, составляющего ~2—3 мс, и времени нарастания плотности на токамаке Глобус-М при газонапуске ~6—10 мс позволяет утверждать, что при инжекции плазменной струи время проникновения частиц меньше характерного времени диффузии частиц с периферии плазмы. Проникновение плазменной струи через магнитное поле авторы связывают с времяпролетной рекомбинацией инжектируемой плотной плазмы в поток нейтральных атомов [6]. Для изучения взаимодействия высокоскоростной струи нейтралов/плазмы c плазмой токамака разрабатывается численная модель, первые результаты расчетов приведены в работе [26]. ВЫВОДЫ Модернизация систем диагностики и, в первую очередь, доведение комплекса томсоновского рассеяния до уровня мониторинговой диагностики позволили провести измерения в разрядах токамака Глобус-М с предельными плотностями плазмы. В результате улучшения системы управления равновесием плазменного шнура, вакуумных условий и отработки сценариев с чередованием разрядов с низкой/высокой плотностью были получены разряды с высокой плотностью (nGw ~ 1) при высоком токе и программируемом напуске газа. Томсоновские измерения временной эволюции плотности и температуры показали, что при оптимизации условий (прицельного параметра, временного согласования, режимов разряда) для ввода нагревного пучка мощностью 0,5 МВт и энергией 29 кэВ предел Гринвальда может быть преодолен и происходит эффективный энерговклад в электронный компонент плазмы. Эффект наблюдался в начальные моменты инжекции, при этом прирост энергосодержания составил более 20%. Предел по плотности, достигнутый в ранних экспериментах, был преодолен без нарушения устойчивости шнура. Тороидально зацепленные тиринг-моды m/n = 1/1 и 54 2/1, развитие которых ограничивало рост плотности, не наблюдались даже в разрядах с предельными плотностями. Для формирования профиля плотности были проведены эксперименты по инжекции высокоионизованной струи водородной плазмы плотностью до 1022 м–3, скоростью до 100 км/с и полным количеством частиц ~2×1019. При этом увеличение общего количества частиц в разряде за ~3 мс достигало 50% без заметного ухудшения параметров плазмы. Измерения плотности методом томсоновского рассеяния показали быстрый рост плотности не только на периферии, но и в центральной области плазменного шнура. Проведены измерения в режимах с низкой плотностью в разрядах, сопровождающихся генерацией убегающих электронов. Измерения методом томсоновского рассеяния профилей плотности и температуры позволили локализовать как по времени, так и в пространстве зону максимальной генерации убегающих электронов. Проведенное моделирование показало, что в отличие от токамаков с большим аспектным отношением на токамаке Глобус-М эта зона локализована на периферии шнура. Работа поддержана грантами РФФИ-06-02-16709-а и РФФИ-05-02-17773-а. Авторы: Василий Константинович Гусев, ведущий н.с., доктор ф.-м.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Сергей Юрьевич Толстяков, н.с., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Владимир Иванович Варфоломеев, старший н.с., кандидат ф.-м.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Александр Васильевич Воронин, н.с., кандидат т.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Михаил Михайлович Кочергин, н.с., кандидат т.н. Глеб Сергеевич Курскиев, аспирант Максим Михайлович Ларионов, ведущий н.с., кандидат ф.-м.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Роман Григорьевич Левин, младший н.с. Владимир Борисович Минаев, н.с., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Евгений Евгеньевич Мухин, н.с. Михаил Иванович Патров, младший н.с. Юрий Викторович Петров, старший н.с., кандидат ф.-м.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Геннадий Тихонович Раздобарин, ведущий н.с., кандидат ф.-м.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Николай Владимирович Сахаров, ведущий н.с., кандидат ф.-м.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Владимир Васильевич Семенов, старший н.с., кандидат ф.-м.н., ветеран ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН Александр Евгеньевич Шевелев, н.с. Дмитрий Борисович Гин, аспирант Анатолий Борисович Минеев, ведущий н.с., кандидат ф.-м.н., ветеран атомной энергетики и промышленности СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 1. Kadomtsev B.B. Tokamak Plasma: a Complex Physical System. IOP Publishing Ltd, London, 1992. 2. Gusev V.K. et al. — Techn. Physics, 1999, vol. 44, p. 1054. 3. Gusev V.K. et al. — Proc. of 29th EPS Conf. on Plasma Physics and Control Fusion. Montreux, Switzerland, 17—21 June 2002, P4.104. 4. Gusev V.K. et al. — Proc. of 19th IAEA Fusion Energy Conf. Lyon, France, 14—19 October 2002, IAEA CD-ROM, 2003, IAEA-CN-94, EX/P3-10. 5. Petrov Yu.V. et al. — Proc. of 30th EPS Conf. on Contr. Fusion and Plasma Phys. St.-Petersburg, 7— 11 July 2003, ECA, vol. 27A, P-3.109. 6. Voronin A.V. et al. — Nucl. Fusion, 2005, vol. 45, p. 1039—1045. 7. Абрамова К.Б. и др. — Физика плазмы, 2005, вып. 31, № 9, с. 1—9. 8. Gusev V.K. et al. — Nucl. Fusion, 2006, vol. 46, p. 1—8. 9. Counsell G.F. et al. — Nucl. Fusion, 2005, vol. 45, S157-S164. 55 10. 11. 12. 13. 14. 15. 16. 17. 18. 19. 20. 21. 22. 23. 24. 25. 26. Ono M. et. al. — Nucl. Fusion, 2001, vol. 41, p. 1435—1447. Greenwald M. — Plasma Phys. Control. Fusion. 2002, vol. 44, № 8, p. 27. ITER Physics Guidelines, IAEA, Vienna, 1990. Greenwald M. et al. — Nucl. Fusion, 1988, vol. 28, p. 2199. Bulanin V.V. et al. — Plasma Devices Oper., 2001, vol. 9, p. 129—142. Tolstyakov S.Yu. et al. — Techn. PhysicsTechn. Physics, 2006, vol. 51, № 7, p. 846—852. Sushkov A.V., Kravtsov D.E. — Proc. 30th EPS Controlled Fusion and Plasma Phys. Conf. St.-Petersburg, 2003, vol. 27A, P-2.63. Gusev V.K. et al. — Proc. 31st EPS Plasma Phys. Conf. London, 2004, ECA, 28G, P4-158. Gusev V.K. et al. — Proc. 32nd EPS Plasma Phys. Conf. Tarragona, 2005, ECA, 28G, P5-076. Gusev V.K. et al. — Nucl. Fusion, 2001, vol. 41, p. 919—25. Minaev V.B. et al. — Proc. 31st EPS Plasma Phys. Conf. London, 2004, ECA, 28G, P1-190. Minaev V.B. et al. — Proc. 32nd EPS Plasma Phys. Conf. Tarragona, 2005, ECA, 29G, P1-103. Gusev V.K. et al. — Proc. of 28th EPS Сonf. on Contr. Fusion and Plasma Phys. Funchal, ECA, 2001, vol. 25A, p. 1317. Dreicer H. — Phys. Rev., 1959, vol. 115, p. 238. Gusev V.K. et al. — Proc. of 29th EPS Conf. on Plasma Physics and Control Fusion. Montreux, Switzerland, 17—21 June 2002, P4.104. Sykes A. — Techn. Physics, 1999, vol. 44, p. 1047. Rozhansky V. et al. — Proc. of 33rd EPS Plasma Physics Сonf. Roma, Italy, 19—23 June 2006, P.4-107. Статья поступила в редакцию 21 ноября 2006 г. Вопросы атомной науки и техники. Сер. Термоядерный синтез, 2007, вып. 1, с. 39—56. УДК 621.383.8 ВЛИЯНИЕ ШЕРОХОВАТОСТИ ФОТОКАТОДА НА ВРЕМЕННОЕ РАЗРЕШЕНИЕ ФОТОХРОНОГРАФА ФЕМТОСЕКУНДНОГО РАЗРЕШЕНИЯ Т.В. Горлов (Московский инженерно-физический институт (государственный университет)) Рассматривается исследование влияния микрорельефа поверхности фотокатода хронографа нового поколения на его временное разрешение в фемтосекундной области. Подробно описывается исследование влияния микрорельефа металлического фотокатода на характеристики электронного пучка фемтосекундных фотоэлектронных пушек. INFLUENCE OF PHOTOCATHODE ROUGHNESS ON TEMPORAL RESOLUTION OF FEMTOSECOND STREAK-CAMERA. T.V. GORLOV. Photocathode roughness influence on temporal resolution of the new generation streak-camera is considered. The detailed investigation of the influence of metallic photocathode microrelief on characteristics of femtosecond photoelectron gun is described. ВВЕДЕНИЕ Одним из наиболее информативных источников о процессах, происходящих в лазерной высокотемпературной плазме при исследованиях, в частности, по проблемным вопросам инерционного термоядерного синтеза и другим смежным вопросам, является рентгеновское излучение. В этом случае особую ценность представляют фотохронографические методики его регистрации. К сожалению, исследования лазерной плазмы 56
