偏滤器靶板磁预鞘层边界的离子流

利用流体力学模型研究了偏滤器等离子体条件下磁预鞘层边界离子流和预鞘层宽度之间的关系,并分析了粒子碰撞对预鞘层边界离子流的影响。由于粒子碰撞对离子的驱动效益,预鞘层边界离子流速度随着预鞘层宽度的增加而减少;只有当预鞘层宽度趋于零时,边界离子流沿磁力线的速度才趋近于离子声速。在固定预鞘层宽度的条件下,计算了预鞘层边界离子流速度与碰撞频率之间的函数关系。

导体壳对电阻磁流体不稳定性的影响

结合HL-1装置的条件,采用撕裂模的准线性理论,研究了托克马克中导体壁对m=2/n=1扰动模的稳定作用。着重研究了导体壁位置,等离子体电流分布,等离子体位形对这种稳定效应的影响。结果表明,共振面的位置与壁的稳定作用有密切关系,存q_a接近于2的位形中,m=2的撕裂模扰动可以被靠近等离子体的导体壁完全抑制。导体壁的稳定效应与等离子体电流分布相联系,在一些现实的电流分布中,只要适当地压低等离子体边界区的电流密度,壁的稳定效应会更加显现出来。

托卡马克垂直不稳定性控制

本文用拉普拉斯变换研究了具有被动和主动控制系统的托卡马克克ＤＮ等离子体的垂直不稳定性控制，求得了系统的稳定性参数和临界拉长度，找到了托卡马克反馈增益参数的第二阻尼稳定运行区。

HL-2A装置位形及垂直不稳定性控制

优化设计了HL 2A装置双零偏滤器位形,使拉长比k95和三角形变δ95分别达到1 2和0 4,同时研究了它们的垂直不稳定性控制问题。

HL－1M感应与低杂波组合电流驱动研究

本文结合ＨＬ－１Ｍ的基本参数，利用准线性的低杂波电流驱动理论和等离子体的电回路方程．研究了在控制等离子体总电流不变情形下欧姆感应和低杂波注入组合驱动电流的问题。结果表明，这一组合驱动方案对ＨＬ－１Ｍ装置的运行是可行的，其驱动电流分布可以通过改变低杂波注入功率、波谱形状、等离子体电子温度、密度以及总等离子体电流等加以控制。组合驱动的电流分布将优于欧姆驱动的电流分布，并可能抑制诸如锯齿振荡等一些ＭＨＤ不稳定性。

HL－1M低混杂波电流驱动中的径向扩散效应

本文利用低混杂波电流驱动的准线性理论模型，研究了由于磁场的随机涨落而引起的快电子的反常输运对驱动电流分布和驱动效率的影响。结果表明，高能电子径向扩散将使驱动电流分布变平和展宽，同时驱动电流减小。

HL-1M装置等离子体中类锯齿电子密度振荡

在欧姆放电和低杂波电流驱动（ＬＨＣＤ）及激光吹气注入杂质的联合实验中，首次在ＨＬ－１Ｍ 装置上观测到了与软Ｘ射线对应得非常好的锯齿型密度振荡。这种类锯齿型的密度振荡存在于低杂波电流驱动与激光吹气等离子体中。分析表明，该锯齿不是通常的ｑ ＝ １ 有理面上的锯齿，而是在低杂波与杂质共同作用下产生的类锯齿型的密度振荡。一种可能的机制是低杂波电流驱动下杂质的中心积累及崩塌引起的扰动磁场导致了快电子的损失。

托卡马克放电过程中偏滤器位形的演化

本文研制了适合偏滤器位形的１－１／２维托卡马克输运程序（ＴＤＴＲ），并用该程序模拟了托卡马克装置放电期间（等离子体电流平顶段）偏滤器位形的演化。在纯欧姆加热和有辅助加热两种放电方式下，对不同等离子体电流分布、拉长比、三角形变等参数下等离子体平衡位形的演化过程进行了计算机模拟。结果表明，初始电流分布较平坦时，Ｘ点的位置几乎不随时间变化；对中心峰化的电流分布，偏滤器位形只能维持０．３—０．４ｓ。

HL-2A装置的LHCD运行区域与驱动电流分布控制

讨论了低杂波电流驱动 (LHCD)实验中电流驱动效率、电流分布控制与等离子体参数和入射波谱的关系 ,以及波的可近性对确定功率沉积分布的作用。讨论了控制电流密度分布的方法及在HL

低杂波波谱的下移和可近性条件

本文利用改进磁面位移计算的射线轨迹Ｃｏｄｅ，研究在射线轨迹的第一圈ｎ‖的下移以及下移量与各等离子体参量的关系。我们发现等离子体密度越高，波的频率越低，ｎ‖的下移量越大。计算表明：在射线的第一圈ｎ‖下移量的最大值大致与成正比，也与电流、密度的分布和ｎ‖的初值等有关。当等离子体的密度超过临界密度时，由于ｎ‖的下移，发射的低杂波波谱中带有很大部分能量的低ｎ‖波变成不可近波，并转换成快波。这可能是出现低杂波电流驱动密度极限的重要原因之一。

四流体模型与托卡马克等离子体中的扰动粒子流

基于俘获粒子极向运动的约束条件，提出了一个简单而有效地描述俘获粒子运动及其对某些不稳定性的影响的四流体模型。作为该模型的应用，推导了各种扰动粒子流和扰动条件下的新经典电导率及包括离子惯性效应的更普遍的自举电流表示式，并对径向局域的低极向模数的一类扰动，导出了包含俘获粒子效应的本征模方程。

内破裂不稳定性及其数值模拟

用磁重联模型与Ｊａｈｎｓ等人提出的锯齿触发条件模拟了托卡马克中的锯齿振荡现象。对Ｔ－１０托卡马克上的一特定放电，将数值结果与实验作了比较。结果发现，在反转半径外的振幅太大，并且在破裂之前温度剖面太平坦，而中心温度较低。

HL-1装置热脉冲传播分析

本文通过解析推导和数值计算,得到了适合于反转半径较小时用峰值时间差法计算电子热导率的解析公式,并对HL-1装置的实验数据进行处理,获得了等离子体电子热导率在4≤r≤9cm区域内的平均值为7.4m^2/s。并讨论了计算电子热导率的一种新方法,即强制边界条件法,结果表明,该方法是可行的。

环位形下鱼骨模驱动快离子输运的数值模拟研究

考虑包含动理学效应的鱼骨模结构,使用导心轨道程序ORBIT,在磁面坐标下研究了不同的扰动模幅度、频率对快离子再分布的影响,并分析了粒子与扰动发生共振的条件。模拟得出,鱼骨模扰动会使快离子在实空间、相空间中发生再分布,芯部(Ψ_(p)/Ψ_(w)≤0.2,Ψ_(p)为极向磁通,Ψ_(w)为最后一个闭合磁面的磁通)快离子密度下降约20%,中间磁面位置上(0.2≤Ψ_(p)/Ψ_(w)≤0.6)的快离子密度增加约7%;通过扫描频率发现,相空间中快离子的再分布对模式频率敏感,并分析了快离子与鱼骨模扰动共振的条件。

流体-粒子模型及托卡马克等离子体稳态粒子流

基于俘获粒子与非俘获粒子对外力作用的响应截然不同，本文提出了一个简单而有效描述托卡马克等离子体响应特征的“流体－粒子”模型。作为该模型的一个应用，本文解析地推导了稳态托卡马克等离子体环向粒子流、极向粒子流和径向粒子流，并给出与径向粒子流相关的广义欧姆定律。

HL-1装置的硬X射线锯齿振荡

软X射线的锯齿振荡,在ST,Pulsator和TEXT等装置上已观测到;在Pulsator和PLT上已研究了硬X射线锯齿波。PLT和Pulsator观测结果为,产生的硬X射线锯齿振荡为反锯齿和内破裂的软X射线锯齿相对应。Pulsator的硬X射线锯齿和软X射线锯齿一样,这种趋势一直持继到放电结束,而硬X射线峰值发生在软X射线内破裂后大约200μs。PLT的硬X射线锯齿比软X射线锯齿延迟1至5ms。本工作目的是在内破裂后,从软、硬X射线锯齿波对比,观测硬X射线到达峰值这段延迟时间,并以此来量度逃逸电子约束时间。

四流体模型与m=1内扭曲模稳定性分析

利用描述俘获粒子运动的四流体模型推导出包含俘获粒子效应、离子反磁漂移、有限电阻及反常电子粘滞效应的ｍ＝１的内扭曲模本征方程和色散关系，并在等离子体芯部存在与不存在高能粒子的两种情况下。

托卡马克能量约束及自举电流效应的初步考虑

基于Lee等人的离子温度梯度模导致的反常热能输运系数,本文研究了辅助加热托卡马克等离子体的能量约束行为,并对自举电流的效应作了初步考虑。结果表明,计算得到的能量约束时间随等离子体电流I_p和托卡马克大半径R增大而增长,随注入功率P_t、环向场B_t以及等离子体小半径α的增大而缩短。这些结果与Kaye-Goldston的经验约束定标具有相同的趋势。自举电流的存在总是导致能量约束时间的增加,当自举电流与总电流的比值γ较小时,能量约束时间的增加率约为γ/2。此外,自举电流将造成锯齿反转半径的减小。

漂移热流与托卡马克等离子体粒子径向箍缩

利用流体力学模型分析了由漂移热流通过磁场不均匀性引起的沿磁力线的电场 ,结合俘获粒子极向分布的不均匀性 ,计算了这种沿力线电场引起的粒子径向箍缩。这种“新经典”类型的粒子径向箍缩机制 ,对理解“反常”

Pressure Driven Magnetohydrodynamics Instabilities in Peaked Pressure Profile Reversed Magnetic Shear Plasmas

For a reversed magnetic shear plasma formed by early neutral beam injection into the HL-2A tokamak,magnetohydrodynamics instability analysis against ideal low-n modes and resistive interchange modes is carried out.Low-n modes located in the low shear region around the shear reversal point are driven unstably by large pressure gradient,and they are of the characteristics of infernal modes.High pressure in the central negative shear region drives resistive interchange modes with the unstable window extending to r/a≈0.2,but not covering the low shear region around the shear reversal point.