イオン密度と磁束関数の変化

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Fig. 4-2-1 イオン密度の時間変化

左図： = , 右図： = 

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次に，ポロイダル磁束関数の変化を確認した．本シミュレーションモデルはデカルト 座標系であるため，軸対称性が保たれているとは限らず，ポロイダル磁束関数は定義 されないが，第3章で述べたように本シミュレーション時間においては軸対称性を仮定 できるため，軸対称性を仮定しポロイダル磁束関数を求めた．そのため，示される結果 は r-z 平面における結果である．ポロイダル磁束関数(以下，磁束関数とだけ記載)の

結果はFig. 4-2-2 に示される．

Figure 4-2-2 より，2.5 s 時の =  では少しだが，中央に圧縮されているようにみ

える．一方で， = の場合では大きな変化は見られない．その後の5 s では = 

の場合は中央のアンテナに近い部分で膨張している． = では対照的にアンテナに 近い部分で圧縮され三角形のような形状になっている．7.5 s の = では三角形形 状になっていることがわかる．この形状は5 s における = の場合と同じである．一 方の = ではアンテナに近い領域で膨張している．これも5 s 時の =  と似たよう な形状になっている．10 s は密度の場合と同様に5 s と同様な形状になっているこ とがわかる．全体として密度の変化と同様に磁束関数の変化もアンテナ電流位相の違 いからくるずれが生じていることがわかる．

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(a) =  (b) = 

Fig. 4-2-2 磁束関数の変化

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磁束関数の結果から separatrix 半径と separatrix 長の変化を求めた．その結果は

Fig. 4-2-3 に示される．Figure 4-2-3には波動印加無しの場合も同時に示されている．

Figure 4-2-3 より，青線の波動印加無しではseparatrix 半径は大きな変化をせず緩や

かに減少していることがわかる．それに対して波動印加をした結果は，赤線で示した

=  の場合は2.5 s から振動し始め，青線で示した = では = とは逆の位相で 振動している．それらの変化はおおよそ波動印加無しの結果を中心に振動している．

この振動周期はほぼアンテナ周期(6.25 s ) と一致する．(b) に示された separatrix 長の結果も波動がある場合は振動していることがわかる．その変化は = 0, で逆の 位相になっている．また，separatrix 半径の場合は = 0でも = でもほぼ同じタイミ ングから変化が起こっていたが，separatrix 長の場合は = の方が速く変化している ことがわかる．これは，Fig. 4-2-1 密度分布の2.5 sの結果からもわかるように = の 場合はアンテナの内側である x-point 付近で密度変動が大きいために起こっているこ とだと考えられる．

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(a)Separatrix 半径

(b)Separatrix 長

Fig. 4-2-3 Separatrix 半径とseparatrix 長の変化

上記においてイオン密度の時間変化と磁束関数の時間変化の結果を示した．その 結果からアンテナ電流位相が反転しているためにプラズマの応答もそれに合わせて

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ずれていることがわかった．この結果から発生した疑問点として，圧縮場所の違いはあ るにしてもシミュレーション開始直後にプラズマの圧縮が起こっている点である．アンテ ナ電流が作る磁場による FRC 磁場の変化とプラズマ形状の変化の予想図は Fig.

4-1-5に示した通りである．第1節でも述べたが， = が作る磁場はFRCの開いた磁

場と逆向きに発生することが予想されたため，アンテナ付近からFRC磁場が弱まり，プ ラズマが膨張することを予想していた．しかし，密度分布の結果では，アンテナの内側 では磁場が弱まったことによる密度減少が起こっていることが示唆されるが，中央付近 で密度増加が起こっている．一方で = ではFRC磁場とアンテナ磁場の向きは同方 向であるため，圧縮されることが予想された．密度の結果から，それは予想と一致して いる．

次節ではこの予想に反したことに解析していく．

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