{"created":"2023-06-20T13:23:16.364970+00:00","id":4053,"links":{},"metadata":{"_buckets":{"deposit":"826d26ed-30bd-44d1-9548-16210fa0f5c8"},"_deposit":{"created_by":21,"id":"4053","owners":[21],"pid":{"revision_id":0,"type":"depid","value":"4053"},"status":"published"},"_oai":{"id":"oai:ir.soken.ac.jp:00004053","sets":["2:427:12"]},"author_link":["2218","2219","2217"],"item_1_creator_2":{"attribute_name":"著者名","attribute_type":"creator","attribute_value_mlt":[{"creatorNames":[{"creatorName":"朝日, 良光"}],"nameIdentifiers":[{}]}]},"item_1_creator_3":{"attribute_name":"フリガナ","attribute_type":"creator","attribute_value_mlt":[{"creatorNames":[{"creatorName":"アサヒ, 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高ベータ実\n験の非等方圧力の平衡，安定性，輸送に対する影響を検証する必要がある．その第一歩と\nして本研究では，圧力非等方度の同定法の確立を目指す．\n過去の研究により，ヘリカルプラズマでは磁気計測値や磁気軸位置からプラズマの圧\n力非等方度を同定できる可能性が示唆されているが，非等方圧力プラズマにおいて磁束値\nとβ値との関係を定量的に見積もる研究はなされていない．非等方度を同定するためには，\nなんらかの方法によって非等方ベータ成分β||やβπと磁場や磁束の計測値(B,φを関係づけ\nる必要がある．本研究では，β||やβπと磁気計測値とを平衡電流を介して関係づける手法を\n採用した．β||やβπと平衡電流の関係づけに非等方圧力プラズマの平衡解析コードを，平衡\n電流と磁束値の関係づけに磁束値解析コードを用いることで，両者の関係づけを行った．\n本研究では，非等方圧力MHD 平衡解析コードとしてANIMEC コードを，磁束値解析\nコードとしてJDIA2 コードを用いる．ANIMEC コードは，非等方圧力下でのプラズマの\n力の釣り合いを変分原理により求め，3 次元MHD 平衡を同定する．圧力非等方時には圧力\n分布は磁気面量とは限らないので，非等方圧力下のMHD 平衡解析ではどのように圧力分\n布をモデル化するかが重要となる．本研究では，幅広い圧力非等方度を表現可能で，圧力\n非等方圧力分布を規格化トロイダル磁束と磁場強度の解析的な関数系で表すことができる\nbi-Maxwellian モデルに基づいた非等方圧力分布を用いた．ANIMEC では，磁場に平行方\n向の圧力と垂直方向の圧力は，磁場に平行方向の力の釣り合いによって関係づけられるの\nで、平行方向圧力分布のみを分布関数から規定する．平行方向圧力成分のうち，熱圧力成\n分をMaxwellian から，非等方な高エネルギー粒子による圧力成分をbi-Maxwellian モデ\nルにより規定する．JDIA コードはプラズマ領域の格子分割された各要素に電流が流れたと\nきに，それが計測ループで観測される磁束を計算するコードである．プラズマ内の平衡電\n流の分布はANIMEC コードの結果を用いる。JDIA とANIMEC はそれぞれ異なる定義の\n磁場・電流密度を変数として使っていたため，平衡解析結果をそのままJDIA コードへ適用\nすることはできなかった．そこで，JDIA コードを改良し電流密度の定義を合わせることで，\n非等方圧力プラズマの磁気計測信号を解析できるようになった．\n磁束値と値がどのような関係になるかを，非等方圧力MHD平衡解析コードANIMEC\nと磁束値解析コードJDIA2 を用い，圧力分布，圧力非等方度，速度分布関数の形状，磁場\n配位を変えて調査した．まず圧力分布を（1-２）に比例すると仮定し，圧力非等方度を変\nえたプラズマに対して，ベータ値が反磁性磁束値とサドルループ値がどのような関係を持\nつかを調査した。磁場配位は高ベータ実験の標準配位である磁気軸3.6m の内寄せ配位とし\nた。反磁性磁束値φDia はβπの一意関数でほぼ表され，βtot（=β||＋2βπ）やφeq（=β||\n＋βπ）では一意関数で表されなかった．また，サドルループ磁束値φSL はβeq の一意関数\nでほぼ表され，βtot やβπでは一意関数で表されなかった．このことから磁束値からそれぞれ\nのβ値を見積もるための較正関数を，βπはφDia のみの関数として，βeq はφSL のみの関数とし\nて，求めた．具体的には，較正関数を等方圧力の場合の φSL vs. βeq と φDia vs. βπ の関係\nを使った．この較正関数を使うことで，ある程度の精度で値を同定可能であると予想され\nる。しかし、圧力分布や磁場配位、分布関数の形状が変わっても、この関係が一般に成り\n立つかどうかわからない。そこで、圧力分布や磁場配位、分布関数の形状の変化が圧力非\n等方度の同定にどの程度影響するかを考察するために、圧力プロファイル，磁場配位，捕\n捉粒子の比率を変えて調査した．その結果，βπ/β|| の範囲が0.70 ～ 1.55 であれば，誤差\n10%以下の精度で磁束値からベータ値βπ，βeq を同定可能であることを示した．しかしなが\nら，非等方圧力プロファイルが異なる場合は，反磁性磁束値Dia，サドルループ磁束値φSL\nともβπ，βeq の一意関数で表すことができないので，非等方圧力分布を別の方法で同定する\n必要がある．\n次に，非等方圧力プラズマで得られるMHD 平衡の性質を調べるため，平衡の性質を\n示す特徴的なパラメータである磁気軸位置とLCFS 幾何中心の位置の非等方圧力依存性を\n調査した．その結果，非等方圧力分布が等しければ，非等方度や分布関数の形状を変えて\nも，磁気軸位置はβeq のほぼ一意関数で表され，非等方度を変えても一意関数からのズレは\n5%以下であった．過去には非等方度と磁気軸シフトの関係が解析的に考察され，磁気軸シ\nフトはβeq に比例することが示された．この解析モデルでは，非等方圧力の磁気面量からの\nズレをβ2 と仮定している．本研究で用いたbi-Maxwellian 速度分布関数による解析では，\n圧力非等方度がβπ/β||＝1.6 のときに，圧力分布の磁気面量からのズレが非常に大きいと予\n測しており，このモデルと先述の解析モデルが同様の結果を示した理由は今後検証する課\n題である．\n先述の通り作成した較正関数を基に，低密度で接線方向入射NBI 加熱のみで生成・維\n持しているプラズマに対してβeq やβπを見積もった．この実験放電で得られるプラズマでは\n非等方な圧力が予想される．計測された磁束値から，数種類の仮定した圧力プロファイル\nそれぞれでのβ||/βπを見積もることができた．さらに，平衡解析で得られたφSL vs. Rax の関\n係が圧力分布により異なる性質を利用して，トムソン散乱計測により見積もられた磁気軸\n位置から圧力分布を特定し，β||/βπを同定した．","subitem_description_type":"Other"}]},"item_1_description_7":{"attribute_name":"学位記番号","attribute_value_mlt":[{"subitem_description":"総研大甲第1579号 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