RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX SUR LE CONFINEMENT ET LE CHAUFFAGE DU PLASMA DANS LE TOKAMAK DE FONTENAY-AUX-ROSES (TFR)

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RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX SUR LE

CONFINEMENT ET LE CHAUFFAGE DU PLASMA

DANS LE TOKAMAK DE FONTENAY-AUX-ROSES

(TFR)

T. Équipe

To cite this version:

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C3, supplkment au no 8 , Tome 38, AoGt 1977, page C3-9

RBULTATS

EXPERIMENTAUX

SUR

LE CONFINEMENT ET EE CHAUFFAGE

DU

PLASMA

DANS

LE

TOKAMAK DE FONTENAY-AUX-ROSES (TFR)

EQUIPE T.F.R.

Association EURATOM-CEA sur la Fusion

Departement de Physique du Plasma et de la Fusion ContrGlk Centre d7Etudes Nuclkaires, BP 6, 92260 Fontenay-aux-Roses, France

RBsum6. - Le Tokamak TFR (R = 98 cm ; a = 20 cm ; B, = 60 kG ; I, = 400 kA) a pennis d'atteindre en chauffage ohmique les performances maximales suivantes : Te = 2,s keV ; Ti = 1,2 keV ; t = 20 ms ; n T = 2 x 10' cm- 3 . s. Le bilan de puissance electronique conduit

a distinguer trois zones dans le plasma : 1) La zone centrale lirnitke par la surface magnttique oh

q = 1, qui est le sitge de disruptions de type MHD ; 2) La zone intermediaire lirnitee par q = 1

et q = 2, qui est dominee par une forte conductivitk thermique, interprktable par l'instabilitk de derive en electrons pikgks ; 3) La zone peripherique oh rayonnent les impuretks lkgtres, mais oh une part importante de la puissance est dissipke par une forte conduction.

Le bilan de puissance ionique est encore imprecis, le coefficient de conduction thermique pour les ions est environ egal a 2 fois la valeur neoclassique.

Un puissant chauffage (600 kW) par injection de neutqes (Do ou H , de 35 keV) a permis d'atteindre

2 keV pour les ions et d'entrer ainsi dans le regime non collisionnel. L'ichauffement est homogbne dans toute la section du plasma et croit proportionnellement a la puissance injectke. La non-crois- sance de la temperature Blectronique n'est pas clairement expliquke.

Abstract. - TFR is a Tokamak device (R = 98 cm ; a = 20 cm ; B, = 60 kG ; I, = 400 kA). The best plasma characteristics obtained with ohmic heating are : Te = 2.5 keV ; Ti = 1.2 keV ;

z = 20 ms ; n~ = 2 x 10' cm- 3 . s. The electron power balance involves three regions in the

plasma : 1) The central region, inside the q = 1 magnetic surface, which is dominated by MHD internal disruptions ; 2) The gradient region, between the q = 1 and q = 2 magnetic surfaces, which is dominated by a non classical heat conductivity. The latter could be interpreted by the dissi- pative trapped electron drift mode ; 3) The outer shell in which radiate the light impurities, and where the conduction is non classical.

The ion power balance is still inaccurate ; the ionic heat transport coefficient is about twice the neoclassical value.

A powerful neutral heating (600 kW-Do or Ho-35 keV) increases the ion temperature up to 2 keV and the plasma enters into the so called collision less regime. The heating is homogeneous through the plasma section, and the ion temperature increases linearly with the neutral injected power. The non increasing of electron temperature is unexplained yet.

Le Tokamak T.F.R. appartient a la famille des confi- A z

gurations magnetiques toroidales axisymetriques. 'le Bobmes de champ

principe du confinement est rappel6 figure 1. Les lignes magnetiques sont des helices qui s'enroulent sur des tores emboitks ; elles resultent de la super- position du champ polo'idal cr66 par le courant (I,) qui circule dans le plasma et du champ toro'idal (B,)

crkk par un ensemble de bobines disposkes autour de l'anneau de plasma. Le pas des hklices diminue avec

la distance r a l'axe magnktique comme 1,/r2 B, _,,,,,, ce qui donne le cisaillement ntcessaire a la stabilite

de la configuration.

La figure 2 est un schkma en Ccorchk de T.F.R.

L ~ s principaux elements s0nt : FIG. 1. - Schema de la configuration magnetique Tokamak.

ÉQUIPE T.F.R.

Source d'énergie in- duisant un courant toroidal dans le plas- ma Il,,

CIRCUIT DE VIDE Vers circuit de pom- page(pompes turbo- moléculaires) 600 Ils

+

70 11s Bobine de centrage du plasma. Bobines inductrices. Sections d'observa- tion.

Protection interne non étanche (inox).

Enceinte àvide mince (5110 mm) entiere- ment soudée et étu- vable à 400 C. P base

-

quelques 10 ' torr

Source d'enr!gie c.re

ant IechamprnagnG- tique toro~dal B lof

Circuit de refroidisse- ment des bobines du champ toroidal

Bobine prérnagnéii- sant lecircuit magné- tique en série üvec les bobines B : - ~ r CHAMP TORO'IDAL Bobines créant le champ magnetique toroidal B t o r s 60 k Gauss

-

1 s Circuit magnetique couplant les bobines inductrices et le plas- ma (effet de transfor- mateur)

Coque conductrice donnant un centrage réflexe par courants de Foucault.

Sections d'observa- tion.

FIG. 2. - Vue en écorché de T.F.R.

- les bobines inductrices qui forment le primaire dans la référence [l]. Les principales caractéristiques d'un transformateur dont le secondaire est l'anneau sont :

de plasma. Le couplage est réalisé par un circuit magné-

tique à huit branches ; Grand rayon du tore R = 98cm.

- les bobines créant le champ magnétique toroïdal ; Rayon de la section méridienne du

plasma a = 20 cm

- l'enceinte à vide, avec un diaphragme en molyb-

dène définissant là section du plasma ; Champ toroïdal maximal BT = 6 teslas Courant plasma maximal

- la coque en cuivre qui assure le centrage du I, = 400 kA.

plasma sous l'effet des courants de F~ucault induits _{Les expériences menées sur cet appa-} par le déplacement de lYanneai de courant. Pour les _{reil dont les résultats font du présent article} temps longs (> 50 ms) le centrage est obtenu par _{sont :}

l'action des champs transverses asservis aux déplace-

- Etude du chauffage du plasma par injection d'atomes neutres rapides avec une puissance maxi- male de 600 kW.

1. Lois d'échelles en chauffage ohmique. - Les caractéristiques d'une _décharge type sont montrées sur la figure 3. La montée du courant s'effectue en quelques dizaines de ms par la décharge de bancs de condensateurs et le plateau de courant est obtenu à l'aide des redresseurs à thyristors. La durée de ce plateau est fixée à environ 100 ms, temps nécessaire pour que le plasma atteigne un régime quasi station- naire. Sauf indication contraire toutes les grandeurs que nous présenterons ici sont mesurées à l'état stationnaire pour différentes valeurs du plateau de courant 1,.

k n t

01 _{1 O0} I ₂₀₀ l ₃₀₀ I _{t rns}

-

1 .1 DENSITÉ DU PLASMA. - Le domaine de densité où les décharges sont stables est donné en fonction du courant (Fig. 4). Si la densité est trop faible la décharge est dominée par les électrons découplés, dont une partie est piégée dans les miroirs locaux [2]. Si l'on cherche à augmenter la densité au-delà de la limite supérieure, la décharge devient disruptive et l'anneau de courant se rompt brusquement (en quel- ques ms).

1 . 2 TEMPÉRATURE ÉLECTRONIQUE. - La figure 5

montre la variation de la température électronique centrale Te(0) et de la température électronique

moyenne

_r

cn fonction de 1,. Pour 1,

>

200 kA, Te(0) plafonne plus rapidement que

Te

; ceci indique un élargisse- ment du profil de température. Cette saturation de Te(0) qui sera analysée au paragraphe 2, est associée

Li ,une instabilité qui concerne le cœur du plasma.

FI^. 3. - Caractéristiques décharge type deutérium : FIG. 5. - Température électronique en fonction du courant plasma.

a = 20 cm; B, = 50 k ~1, ;= 300 k ~ , D~ haut en bas : courant T,(O) : température électronique centrale, Te : température élec- plasma

z,,

tension par tour V, densité électronique moyenne

n,,

tronique moyenne. Plasma de deutérium; facteur de sécurité

température électronique centrale, température ionique centrale. compris entre 3 et 4 pour toutes les décharges.

1.3 TEMPÉRATURE IONIQUE. - La figure 6 montre la variation de la température ionique centrale pour des plasmas d'hydrogène et de deutérium. Aucun effet de saturation n'apparaît et la dépendance en

~ , 2 / ~

qui est indiquée par les courbes, correspond à la

diffusion néoclassique pour les ions.

1 . 4 TEMPS DE CONFINEMENT DE L'ÉNERGIE.

-

Ce

temps (t,) est défini comme le rapport de l'énergie cinétique contenue dans le plasma (ions

+

électrons) à la puissance fournie au plasma pour le chauffer :

V.lp, si V est la tension résistive au secondaire du

1 - transformateur. tE caractérise le confinement par le

O 100 200 300 champ magnétique et la loi empirique qui avait été

trouvée sur les Tokamaks soviétiques était [3] r E

-

al,,

C3-12 ÉQUIPE T.F.R.

n,,eu,,e,, Te,

&,

et des quantités fluctuantes, fie,

Te.

Quelques grandeurs essentielles n'ont pas encore été accessibles à l'expérience : j(r), E(r) et nécessitent des hypothèses d'autant plus acceptables qu'un régime stationnaire est atteint.

FIG. 6. -Température ionique en fonction du courant plasma. Les courbes montrent la variation en 1,213. Plasma d'hydrogène.

0 Plasma de deutérium.

(Fig. 7 dans Nucl. Fusion 16, 2 (1976) 282.)

a )

(Fig. 2a dans IAEACN 35/A3, Conférence de Berchtesgaden.)

FIG. 7. - Temps de confinement de l'énergie en fonction du courant plasma.

La figure 7 montre les résultats pour T.F.R. de t,

en fonction de 1, ; on voit que la proportionnalité de

t, avec 1, n'est vérifiée que pour 1, < 200

kA.

Au-

delà, le plafonnement de t, à 20 ms résulte de la

saturation de Te et de la valeur quasi constante de la tension par tour.

I I I

1

5 10 15 r cm

b)

FIG. 8. -Profils pour un plasma de deutérium; a = 20 cm,

B, = 53,6 kG; 1, = 292 kA. a ) Profils de température électro- nique (Te) et de température ionique (Ti). b) Profils de densité électronique (n,), de densité de neutres (no) et de densité de ~ 0 ~ " . 2. Bilan d'énergie [4]. - L'analyse des différentes

RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX SUR LE CONFINEMENT ET LE CHAUFFAGE DU PLASMA C3-13

où q est le facteur de Sécurité égal à 5 rZ B,/RI, (r en cm, I, en

kA,

BT en kG).

L'analyse de toutes les expériences effectuées sur TFR nous a conduits pour le bilan de puissance élec-

tronique à décomposer le plasma en trois zones (Fig. 9). Dans chacune d'elles un ou deux mécanismes de pertes caractérisent cette zone :

Zone centrale :

O

<

r

5

5 cm : Instabilité MHD et rayonnement de raies d'impuretés lourdes. Zone intermédiaire :

5

5

r ( 15 cm : Transport de chaleur anormal et rayonnement.

Zone périphérique :

15

5

r

<

20 cm : Rayonnement de raies des impu- retés légères, et turbulence MHD.

Zone 1 Zone

II

Zone ïü

?urbulencel Conduction 'kownnemzd

- -

MHD anormale ~mpuretés

+

de chaleur légères Rayonnement

Impuretés Lourdes

FIG. 9. - Profil de température électronique et définition des zones pour le bilan électronique.

2 . 1 ZONE CENTRALE. - 2 . 1 . 1 Instabilités M H D .

- L'observation du plasma dans le domaine des X- mous a mis en évidence, qu'au moment où Te(0) atteint son maximum (Fig. 10) le flux d'X-mous pro-

FIG. 10. -Evolution des caractéristiques d'une décharge avec

B, = 25 kG. Courant plasma 1, tension par tour U, température électronique centrale Te, densité électronique centrale ne. Flux de rayons mous pour différents rayons :

à r = Ocm et vitesse de balayage 50 ms

à r = O cm et r = 5,5 cm et vitesse de balayage 10 ms

à r = O cm et r = 11,3 cm et vitesse de balayage 1 ms.

C3-14 ÉQUIPE T.F.R.

venant du centre du plasma a une croissance ralentie et est haché par une modulation en dents de scie (fréquence 1 kHz, m = O, n = O). A cette modulation se superpose une oscillation de caractère sinusoïdal (fréquence

-

10 kHz, m = 1, n = 1). Diverses mesu- res ont montré [5] que la relaxation en dents de scie correspond principalement à une fluctuation de Te (AT,(o)/T,(O) = 10 à 15

%)

; la fluctuation de densité étant beaucoup plus faible (An,(O)/n,(O) = 1 à 2

%).

Chaque relaxation correspond à l'expulsion d'un flux de chaleur à travers la surface magnétique où q = 1 (le rayon où est localisée cette surface varie de 4 à 6 cm selon les expériences).

Le scénario qui semble expliquer les faits observés est le suivant :

La densité de courant, et par conséquent, la densité de puissance ohmique déposée sont sensiblement pro- portionnelles à Tel2. Le courant et la puissance se concentrent donc dans les parties les plus chaudes.

Une instabilité thermique pourra se développer si les pertes de chaleur (Q) varient moins rapidement avec la température électronique que la puissance ohmique. En admettant que

Q

-

Tt, il y aura insta- bilité pour a < 312. Le profl de courant va se pincer de plus en plus, jusqu'au moment oii le facteur de sécurité q sera inférieur à 1 au centre. Lorsque q

5

1,

il

peut se produire des instabilités MHD (îlots magné- tiques, kink interne) qui détruisent localement la configuration magnétique et entraînent la perte rapide de l'énergie déposée dans la partie centrale du plasma. Le profil de Te s'aplatit au moment de la disruption dans la région où q

<

1 et Te(0) ne peut croître. La figure 11 montre des profils de Te relevés à 1, = Cte et BT variable. Lorsque BT croît, la densité de courant sur l'axe peut croître comme

BT

j(0)

-

-

Rq(0) avec q(0)

-

1

,

ce qui permet d'augmenter Te(0) et de réduire la zone où se produisent des disruptions.

2.1 .2 Rayonnement des impuretés lourdes. - Aux

températures élevées (Te

>

1 keV) qui règnent au cœur du plasma, seules les impuretés lourdes (Mo, Fe,

.

.

.) peuvent être observées spectroscopiquement, car les impuretés légères (C, O,

. .

.) sont complètement ionisées.

La figure 12 montre la répartition spatiale des ions Mo30+. Ces ions ont été identifiés par une transition (3s-3p) à 117

A.

La puissance rayonnée par tous les ions du molybdène est E 60 kW soit 15

%

de la puissance ohmique déposée au cœur du plasma. La puissance reçue par la paroi de la chambre à vide a été mesurée par un bolomètre orientable qui est sensible aux photons et aux neutres d'échange de charge. Dans T.F.R., les pertes par rayonnement sont supérieures aux pertes par échange de charge et le profil bolomé- trique montré figure 13 est représentatif du rayonne- ment qui frappe la paroi. La densité de puissance

FIG. 1 1. - Profils de température électronique à courant plasma constant 1, = 140 kA et champ toroïdal variable BT = 25; 33;

40 ; 50 kG.

FIG. 12. - Profil de la densité de I'ion molybdène Mo3'+ pour trois instants d'une décharge t = 100 ; 200; 300 ms ; 1, = 300 kA ;

BT = 50 kG.

rayonnée au centre : 0,6 W/cm3, est comparable à celle évaluée à partir des mesures spectroscopiques :

0,4 W/cm3.

Les impuretés présentes au cœur de la décharge conduisent à

RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX SUR LE CONFINEMENT ET LE CHAUFFAGE DU PLASMA C3-15

tout Le plosmo

234rns (390 kW)

' 6 1 ~ %

1

FIG. 13. - Profii de densité de puissance rayonnée déduite des

mesures bolornétriques 1, = 200 kA ; B, = 40 kG ; a = 20 cm. Diaphragme en molybdène.

En négligeant toutes les autres impuretés on déduit no,+ = 1,9 x 1012 pour retrouver la valeur de Ze,,(0) déduite de la conductivité du plasma.

2.1.3 Autres termes du bilan électronique.

-

Pour compléter le bilan électronique de la partie centrale deux autres termes sont à considérer : la puissance cédée par les électrons aux ions Pei, la puissance perdue par conduction par d'autres processus que les dis- ruptions internes.

2.1.4 Récapitulatif. - L'analyse d'un grand nom- bre de décharges permet d'établir l'importance des différentes pertes de puissance dans le cœur du plasma (à l'intérieur de la surface où q = 1).

Puissance moyenne évacuée par les

disruptions internes 50

%

k 5

%,

Puissance rayonnée par les impure-

tés lourdes 1 0 %

i

5 % ,

Puissance cédée aux ions 10

%

i

5

%,

Puissance perdue par conduction 30

%

_f 15

%.

Le coefficient de conduction associé à cette dernière perte vaut 1 à 2 x IO3 cm2/s et peut avoir la même origine que celui discuté ci-dessous pour la zone intermédiaire.

2.2 ZONE INTERMÉDIAIRE.

-

Cette zone, où s'éta- blissent les gradients correspondant au confinement magnétique, est dominée dans T.F.R. par les flux de matière et de chaleur proportionnels à D.Vn et K.VT (D et K sont respectivement les coefficients de transport des particules et de chaleur). Au rayon

r = 10 cm, 70

%

de la puissance ohmique se retrouvent dans ces pertes. Ces flux sont fixés par les collisions coulombiennes entre particules d'espèce différente et par les champs électriques fluctuants associés à des ondes instables si elles existent. Or, pour les caractéristiques du plasma de T.F.R., la théorie prévoit une classe d'instabilités associées au gradient de pression (instabilités de dérive). Comme les coefficients de transport observés dans T.F.R. sont très supérieurs

à ceux de la théorie classique (collisions coulombien- nes), deux méthodes ont été suivies pour tenter d'iden- tifier les ondes instables :

i) Comparaison des flux observés avec ceux que prévoit la théorie des instabilités de dérive. Cette comparaison est effectuée pour des décharges d8é- rentes, afin d'explorer une gamme étendue des para- mètres caractéristiques (Te, Br, I,, ne). Les dépendances fonctionnelles de D et K avec ces paramètres permet- tent de mieux confronter théorie et expérience. A titre d'exemple la figure 14 montre un résultat pour la température électronique moyenne en fonction du courant : la courbe correspond aux résultats d'un calcul où le flux de chaleur est évalué avec les coeffi- cients de transport proposés par la théorie de l'insta- bilité de dérive en électrons piégés (IDET). L'accord avec les points expérimentaux portés sur la figure semble satisfaisant.

FIG. 14. -Température électronique moyenne en fonction du

courant plasma. Points expérimentaux. Courbe calculée avec le

coefficient de conduction de chaleur électronique donné par la théorie de l'instabilité de dérive en électrons piégés.

ii) Mesure directe des spectres de turbulence par diffusion cohérente d'ondes électromagnétiques

(A

= 2 mm). Cette mesure donne le spectre en fré-

quence et le spectre en vecteur d'ondes (Fig. 15) d'où l'on tire les fluctuations de densité à r = 15 cm :

C3-16 ÉQUIPE T.F.R.

FIG. 15. -Densité spectrale des ondes diffusées à 1 = 2 mm.

a) Puissance diffusée par les fluctuations de densité en fonction de la fréquence. b) Spectre des nombres d'ondes diffusées par les

fluctuations de densité.

a

Kr

<

Ka, f = 0 , 3 M H Z ; @ Kr 4 K a , f = 0 , 6 M H z ; @ K , < K , , f = 0 , 3 ~ H z ; @ K , @ K , , f ' = 0 , 6 M H z .

En conclusion, s'il est bien établi que la conductivité thermique électronique n'est pas classique, l'identi- fication des ondes instables responsables de cette turbulence n'est pas encore complètement résolue. Deux autres termes de pertes doivent également être considérés : Pei qui représente 10

%

de la puissance ohmique PJ et la puissance perdue par rayonnement évaluée à l'aide de bolomètres à 20

%

de P,.

2.3 ZONE PÉRIPHÉRIQUE. - Le terme source dans cette zone est essentiellement la puissance apportée par conduction depuis les deux zones intérieures

FIG. 16. - Evolution de la répartition radiale de l'ion Os+

cours d'une décharge : 1, = 140 kA, BT = 26 kG.

FIG. 17. -Bilan de la puissance électronique pour une décharge

deutérium ; a = 20 cm, BT = 53,6 kG, 1, = 292 kA. été évalué à 13

%

de PJ dans la référence [4]. La pré- sente évaluation utilise de nouveaux résultats pour les profils de Ti et de Te à la périphérie du plasma. Cepen- dant l'évaluation de Pei est encore très imprécise au bord et c'est ce qu'indique la courbe en pointillé. car la puissance déposée par effet Joule y est très

faible. Les pertes par rayonnement, essentiellement 3. Chauffage par injection de neutres [6]. - Le dues à l'oxygène (Fig. 16) représentent environ 113 principe de ce chauffage est d'injecter dans le plasma de la puissance reçue. Les 213 restants sont perdus par des atomes neutres de forte énergie ( E 35 keV). transport de chaleur et de matière à la paroi. L'ionisation par le plasma entraîne leur confinement par le champ magnétique et les collisions coulom-

2.4 RÉCAPITULATIF DU BILAN DE PUISSANCE POUR biennes avecles ions et les électrons du plasma per-

LES ÉLECTRONS (Fig. 17). - La figure 17 montre la mettent de les thermaliser.

RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX SUR LE CONFINEMENT ET LE CHAUFFAGE D U PLASMA C3-17

injectim

/

FIG. 19. - Caractéristiques d'une décharge avec injection de neutres

Do deutérium : a = 20 cm, B, = 53,6 kG, 1, = 292 kA. Puissance de neutres injectés 470 kW. De haut en bas : courant plasma Z,,

température ionique centrale Ti(0) ; densité électronique moyenne.

FIG. 18. -Vues schématiques en élévation et de dessus d'une décharge d'injection de neutres.

sente schématiquement l'une de ces lignes. Chaque ligne comprend 5 sources duopigatron (1) de diamètre 80 mm. La neutralisation du faisceau d'ion se fait dans la cellule à gaz (2) blindée magnétiquement ; la fraction non neutralisée étant récupérée sur une cible mobile (3). Une porte (4) sépare le compartiment injecteur de T.F.R. Les boucliers de protection (5) et (6) en moIyb- dène, protègent les parties sensibles de la chambre à vide des impacts de particules (10). Sur le schéma sont également repérés : les bobines toroïdales (8), le circuit magnétique (9), les bobines d'induction (12). La figure 19 montre les caractéristiques d'une décharge pour laquelle on a injecté 470 kW pendant 40 ms sur un plasma de deutérium avec I, = 300 kA et B, = 53,6 kG.

L'augmentation de la température ionique est ici de 600 eV. L'augmentation de densité électronique est essentiellement due à l'apport en gaz des sources. L'élévation de température des ions se produit à travers toute la section du plasma comme le montre la figure 20. Par contre, la température électronique n'est pas affectée (Fig. 21) alors que les électrons reçoivent sensiblement la même énergie que les ions.

Aprés inj& de neutres 1 Q5

-

de neutres "\'\ \ \ I 1 1

'*&,

-

O 5 10 15 r,. 20 FIG. 20. - Profil de température ionique. Conditions de la figure 19.

C3-18 ÉQUIPE T.F.R.

FIG. 21. - Profils de température électronique. Plasma de deuté- rium ; a = 20 cm ; B, = 50 kG ; 1, = 200 kA. Puissance de neutres

injectés ( D o ) : 455 kW.

L'accroissement de la température ionique varie proportionnellement avec la puissance de chauffage déposée sur les ions

P,,

(Fig. 22). Aucun effet de satu- ration n'apparaît et ceci explique que les projets de grands Tokamaks soient tous prévus avec de puis- santes injections de neutres.

En plus de l'amélioration des performances du plasma, l'injection de neutres est un puissant moyen de diagnostic. Il permet en effet d'étudier le retour à l'équilibre du plasma après coupure du faisceau. En étudiant la décroissance de

K ,

il a été possible d'étu- dier la dépendance du coefficient de conductibilité thermique ionique

(Ki)

avec

Ti.

Les résultats de T.F.R. ont montré que

Ki

ne différait de la valeur néoclassi- que que d'un facteur 2 ou 3 alors qu'est abordé le régime non collisionnel où la théorie prévoit de redou- tables instabilités qui devraient fortement accroître

Ki.

Le fait que

Ki

ne décroisse pas avec

Ti

est néan- moins préoccupant et il faudra augmenter encore la puissance de neutres pour préciser ce point.

OVI

ti21

Injection

FIG. 22. - Evolution des raies d'impuretés pendant l'injection des

neutres : Les deux traces supérieures représentent respectivement

O s + et Mo3'+ en l'absence d'injection de neutres et les deux traces inférieures, les mêmes raies avec injection de neutres. Vitesse de

balayage : 50 ms/division. Conditions de la figure 21.

FIG. 23. - Augmentation de la température ionique en fonction de la puissance déposée sur les ions (P,,) et normalisée à une densité

de lOI3 cm-3.

Equipe T.F.R.

- Coordination de l'expérience : J. Tachon. - Injecteur prototype et mise au point des sources

- Conduite de l'expérience : R. Dei Cas, P. Ginot, TFR : J. F. Bonnal, J. Druaux, R. Oberson. P. Plinate, J. Tachon. - Equipes techniques de : P. Bonnel, O. Buc, - Circuit poloïdal, asservissement et injection de J. Idmtal, F. Mahe, P. Quet, E. Rijnoudt,

RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX SUR LE CONFINEMENT ET LE CHAUFFAGE DU PLASMA C3-19

- Rayons X, étude de modes : J. P. Bussac, D. Lau- nois, Sand (*), Ennques (*).

- Interférométrie HCN : J. P. Crenn, D. Veron. - Diffusion Thomson : P. Platz, J. Lasalle. - Mesure de Ti : J. P. Girard, M. Cranga.

- Mesure de ni par atténuation et spectre à haute énergie : P. Monette.

- Mesures neutroniques, mesures d'activation : M. Chatelier.

- Spectroscopie visible, U.V., X-mous, largeur Dop- pler : C. Breton, C. De Michelis, M. Mattioli, P. Platz.

- Diffusion micro-onde, rayonnement à oCi : R. Cano, F. Koechlin, B. Zanfagna, J. How.

- Bolométrie : P. Ginot, -J. Lelegard, V. Ver-

chkov (****).

- Spectrométrie de masse : K. J. Dietz (***).

- Expérience QWAASS : Ph. Staib (**), G. Stau-

denmaier (* *).

- Rayonnement synchrotron : P. Brossier, R. Cano, G. Ramponi (*****).

- Simulation numérique : C. Mercier, F. Werkoff,

R. Papoular.

- Théorie : M. Cotsaftis, R. Gravier, E. Maschke, C. Mercier, A. Samain, J. L. Soule, F. Werkoff.

- Evaluation du bilan d'énergie : P. Lecoustey,

C. Renaud.

- Informatique : J. Breton, F. Hennion, J. Touche.

- Chauffage cyclotronique : J. Adam, A. Bresson, R. Cano, J. Jacquinot, H. Kuus.

(*) Laboratoire de Frascati.

(**) I.P.P. Garching.

(***) I.P.K. Jülich.

(****) Kurchatov Institute, Moscou.

(*****) Université de Milan.

Bibliographie

FUSION THERMONUCLÉAIRE CONTRÔLÉE : la voie Tokamak [5] Electron temperature and density relaxations during interna1

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