Comparaison des propriétés du mode géodésique acoustique entre expériences sur Tore Supra et une simulation gyrocinétique

Dans cette partie, on présente l’analyse du GAM dans une série d’expériences sur Tore Supra, caractérisée par une variation de la collisionalité tandis que les paramètres plasma r =a et b sont maintenus constants. On confronte ces mesures aux prédictions d’une simulation gyrocinétique avec le code GYSELA, aux paramètres d’entrée réalistes. Dans un premier temps, on mesure le profil radial de fréquence GAM dans les mesures expérimentales (§ 5.1) et dans la simulation (§ 5.2), puis on compare ces résultats aux prédictions théoriques (§ 5.3). Ensuite, on met en évidence un comportement propagatif du GAM dans la simulation (§ 5.4). Ces résultats introduisent l’étude du § 5.5 sur l’intensité du GAM en valeur moyenne, sur ses variations temporelles d’intensité et enfin sur le temps caractéristique d’autocorrélation de ses bouffées d’oscillations. Dès que possible, les résultats sont comparés entre expérience et simulation. Ce travail poursuit de précédents travaux, par exemple la comparaison entre les simulations avec GTC et les plasmas de HL-2A [LLYDans une série d’expériences de la campagne expérimentale de Tore Supra de 2010, l’effet de la collisionalité sur le transport et la turbulence a fait l’objet d’une étude paramétrique adimensionelle (appelée par la suite scan adimensionel), dans laquelle un paramètre sans dimension est varié d’une décharge à une autre [VHG.

 les 45508 et 45509 (acquisitions courtes), 45510 (acquisitions longues), 45511 (acquisitions intermé- diaires) et 45512 (acquisitions courtes). La figure 5.1 présente le déroulement temporel de deux de ces décharges, 45493 et 45509, dont les temps d’acquisition et angles d’antenne correspondent à une configuration d’acquisition courte. Les profils radiaux des principaux paramètres plasmas sont présentés sur la figure 5.2. Pour ces expériences, les mesures par diffusion Thomson (THOM) et par émission cyclotronique électronique (ECE) sont utilisées conjointement pour la détermination du profil radial de la température électro- nique. Le profil de température ionique est obtenu par spectroscopie de recombinaison d’échange de charges (CXRS) et le profil de densité est issu des mesures de réflectométrie à balayage (§ 2.2.2). En revanche, les mesures du système d’interférométrie sont utilisées en complément de celles de la réflectométrie pour la localisation des mesures Doppler avec le code de tracé de rayon (§ 2.2.3). L’équilibre magnétique de ces décharges est calculé à l’aide du code CRONOS à partir des profils de température et de densité lissés, présentés dans la figure 5.2.(haut – courant plasma en noir, puissance ICRH en rouge, densité au cœur en cyan, densité linéique en bleu marine) et exemple de réglages du diagnostic de rétrodiffusion Doppler (bas – consigne d’angle d’antenne DIFDOP en noir, angle d’antenne DIFDOP mesuré en rouge, déclenches d’acquisition DIFDOP en tirets bleus, déclenches d’acquisition DREVE en tirets magenta).Dans un travail précédent [VHGtTST12], comme dans beaucoup de travaux sur ce thème (cf. § 1.3.1), l’hypothèse qu’une oscillation de la vitesse perpendiculaire mesurée au bord du plasma à une fréquence de l’ordre de quelques kHz (qui croît avec la température du plasma et qui est très comparable à la prédiction théorique de fréquence GAM) correspond à un GAM a été faite sans validation de la structure poloïdale du mode. En réalité, pour être complète, l’identification du GAM nécessite une connaissance de la structure poloïdale du mode afin de le distinguer du mode Beta Alven Eigenmode (BAE cf. § 1.3.1).

Pour cette raison, on s’intéresse aux nombres de mode poloïdal (m) et toroïdal (n) des perturba- tions. En effet, on rappelle que le champ de vitesse oscillant associé au GAM est de type m = n = 0, soit en phase sur toute une surface magnétique, et que la densité est perturbée avec une structure de type m = 1, oscillant en opposition de phase entre le haut et le bas du plasma.dans chaque signal et on constate la présence d’un pic commun, à environ 15 kHz. Le calcul de la densité interspectrale de puissance confirme cette observation (figure 5.3b, en noir). Ensuite, on examine l’interphase entre les deux signaux en figure 5.3b, en rouge. On observe que la phase est distribuée de façon apparemment aléatoire sur tout le spectre, sauf pour le pic supposé GAM, où la phase est proche de zéro. De façon équivalente, on peut vérifier la corrélation des signaux dans le domaine temporel : pour cela il est plus aisé de filtrer les signaux Vpar un filtre passe-bande autour de la fréquence du GAM (les bornes et la réponse fréquentielle sont reportées en figure 5.3a). L’intercorrélation des signaux est tracée en figure 5.3c. Une forte corrélation est trou- vée pour un décalage temporel nul, d’un maximum local proche de C = 0:5, quoique l’envelope des oscillations du profil d’autocorrélation semble décalée d’une demi-période. Ce degré de corrélation significatif, largement supérieur au degré de corrélation observé aux temps longs (C 0:1 pour jdtj entre 1 et 4 ms), conforte l’idée que le champ de vitesse observé satisfait bien m = n = 0.