Influence de l’activité MHD sur la vitesse perpendiculaire

Influence de l’activité MHD sur la vitesse perpendiculaire

Observation d’une inversion du champ électrique radial

En novembre 2008, une série d’expériences 1 destinées à rechercher la possibilité d’une transition L-H a été réalisée. Les conditions plasmas avaient été choisies pour faciliter cette transition et se trouvaient relativement éloignées du fonctionnement habituel de Tore Supra : – plasma elliptique, afin de diminuer le ripple au bord (δ < 3% au lieu de 5%). – plasma triangulaire, pour que la valeur de la courbure du plasma au niveau des antennes de chauffage soit proche de celle pour laquelle les antennes avaient étaient conçues (i.e. avant le changement de configuration CIEL). – courant plasma élevé afin d’améliorer le confinement des ions rapides, par conséquent le facteur de sécurité au bord du plasma avoisinait 3. – Champ magnétique abaissé à 2T (habituellement B0 > 3T sur Tore Supra) pour diminuer le seuil en puissance de transition PL−H, étant donné que les lois d’échelles (par exemple [Ryter 94]) prédisent PL−H ∝ B. Pendant la phase de plasma ohmique précédant la mise en route du chauffage additionnel par FCI, plusieurs spectres présentant une composante Doppler décalée en fréquence dans le sens v⊥ > 0 (i.e Er > 0) ont été observés. Il s’agissait de la première détection de ce type de spectres par le réflectomètre Doppler de Tore Supra, à l’intérieur de la DSMF. En présence de chauffage FCI, ce phénomène n’était plus visible (en partie à cause de l’augmentation de la densité qui décalait la zone d’observation vers l’extérieur du plasma). La figure 7.1 montre l’un des spectres observés, en mode O, ainsi que l’allure des profils de vitesse perpendiculaire associés. Cette inversion du signe de v⊥ est localisée vers r/a ∼ 0.5 et ne s’étend pas jusqu’au centre du plasma. Lors de ce travail, nous avons réalisé plusieurs séries d’expériences afin de mieux comprendre l’origine de cette inversion du champ électrique radial, qui mettait en défaut les prédictions discutées au chapitre précédent. La stratégie de l’étude expérimentale consistait à se placer dans les conditions de l’observation et à faire varier divers paramètres. Deux séries de plasmas ohmiques ont été effectuées, résumées dans le tableau 7.1. La première (novembre 2008) avait pour but de tester l’influence de la forme et du courant plasma sur l’inversion de Er : les premières observations suggéraient que ces grandeurs jouent un rôle. Lors d’une seconde série d’expériences (novembre 2009), le champ magnétique était varié entre B0 = 1.95 T et 2.3 T dans le but de changer les conditions d’observations (utile pour les réflectométries 1 intitulées “Recherche du mode H”, 16 novembre 2008, physiciens en charge Roland Sabot et Jérôme Bucalossi. 154 −1500 −1000 −500 0 500 1000 1500 −6.5 −6 −5.5 −5 −4.5 −4 −3.5 −3 −2.5 −2 ∆f=527kHz f[kHz] log(S) Choc 43327, f=55GHz, mode O 0.2 0.4 0.6 0.8 −4 −2 0 2 4 r/a Choc 43327, mode O v ⊥ (km/s) (s) angle 1, t=3.7s (x) angle 2, t=4.2s (o) angle 3, t=4.6s Fig. 7.1: A gauche, l’un des premiers spectres avec v⊥ > 0 (choc 43327, recherche du mode H). A droite, profils radiaux de v⊥ observés lors de ce choc. Doppler et standard, ainsi que l’ECE), de tester l’influence de B0 et d’accroître la statistique des points de mesure. Quelques chocs complémentaires ont également été effectués en février 2010. Un exemple de scenario est montré à la figure 7.2, en même temps que la frontière extérieure du plasma. Dans la plupart des chocs (lorsque rien n’est précisé dans la colonne commentaire du tableau 7.1), une rampe de courant est effectuée, dont la valeur finale permet d’atteindre un facteur de sécurité qa au bord inférieur à 3 : nous verrons en effet que le phénomène étudié est très sensible à la valeur de qa. La triangularité τ et d’ellipticité ǫ de l’ensemble des chocs sont voisines de τ = 12 cm et ǫ = 9 cm, à l’exception des chocs 43961 et 45015, circulaires. La densité linéique n’était pas toujours bien contrôlée lors de ces chocs, et tendait à augmenter légèrement malgré le fait qu’elle était programmée fixe (cf. tableau 7.1).

Observations : caractérisation de l’inversion de vitesse perpendiculaire

Dans cette section, les observations effectuées par la réflectométrie Doppler au cours des décharges du tableau 7.1 vont être présentées plus en détail. Après quelques considérations sur 155 B0(R0) (T) n (4) l × 1019m−2 Ip(kA) qa plasma circulaire Tab. 7.1: Décharges et plage de variation des principaux paramètres (début-fin de choc). La densité linéique intégrée nl est mesurée sur la ligne de visée centrale n°4 (cf. figure 3.3). l’incertitude des mesures Doppler pour ces chocs, nous discutons de l’influence des différents paramètres (qa, ne, forme du plasma, et champ magnétique B0) sur l’inversion de Er . 7.2.1 Mesures Doppler et incertitudes Dans ces séries de décharges, les acquisitions Doppler sont effectuées en mode O (50- 75GHz) et en mode X (75-110GHz). Aux valeurs du champ magnétique considérées, ces deux polarisations sondent la même zone du plasma : typiquement 0.5 . r/a . 0.8, mais cela dépend de la densité et de B0. Au niveau de l’inversion de v⊥, l’échelle des fluctuations observées est de l’ordre de 0.1cm (k⊥ ∼ 10 − 15 cm−1 ). Nous signalons tout d’abord certaines difficultés liées aux mesures par réflectométrie Doppler dans les conditions plasma de l’étude. Notamment, à cause de la difficulté d’extraire la valeur de la vitesse perpendiculaire à partir des spectres pour ces décharges, les mesures Doppler dans ce chapitre seront principalement présentées sous forme de spectrogrammes (au lieu de profils radiaux de v⊥), qui sont suffisants pour mettre en évidence un changement 156 0 2 4 6 8 10 12 0 0.25 0.5 0.75 1 Scenario TS#43413, plasma ohmique I p (MA) 0 2 4 6 8 10 12 1 2 3 4 5 6 7 8 q(a) 0 2 4 6 8 10 12 0 2 4 6 8 10 t (s) n l × 1019 m−2 IDN Déclenches DIFDOP, angle poloidal (°) (a) Choc 43413, scenario : Ip, qa, nl, et temps des mesures CXRS et DIFDOP. 1.5 2 2.5 3 −0.8 −0.4 0 0.4 0.8 R0 =2.34m a=0.61m τ=12cm R (m) Z (m) b/a=1.15 #43413, t=9s (b) Choc 43413, forme du plasma Fig. 7.2: Choc 43413 : scenario (avec temps des mesures DIFDOP en pointillés bleu) et forme du plasma. de signe du champ électrique radial. 1. profil de densité : il est reconstruit à partir des mesures de densité intégrées sur une ligne de visée (interférométrie) et des mesures de densité centrale (Thomson), et n’est donc pas connu avec précision. Sa reconstruction ne permet pas de déterminer les perturbations locales de la densité, en particulier en présence de larges ilots magnétiques (nous verrons à la section 7.3 que ceci est le cas pour ces chocs). Ces erreurs dans la détermination de la densité locale causent une incertitude dans l’estimation de la localisation des mesures et dans le calcul du k⊥ de la réflectométrie Doppler, calculées à partir du tracé de faisceau (section 4.3.1). Cette incertitude est estimée dans l’exemple présenté à la figure 7.3, où le profil de ne déterminé par TPROF (en noir) est modifié artificiellement, d’une part pour simuler un ilot de 6 cm centré en r/a = 0.7 (en bleu), d’autre part pour évaluer l’effet d’une erreur dans la reconstruction du profil de ne au bord du plasma (rouge). Dans le cas considéré, l’erreur ∆r/a associée à une surestimation de 15% de la densité dans la partie extérieure du plasma varie entre 0.05 et 0.08 en mode O, et reste de l’ordre de 0.05 en mode X. Ceci donne une estimation de l’erreur en r/a en fonction de l’erreur dans la détermination de la densité : ∆r/a ∼ 0.5∆ne/ne. L’erreur induite par la présence d’un ilot de ∆r/a = 0.1 est de l’ordre de la demi-largeur de l’ilot en mode O, elle est légèrement plus faible en mode X.