search
ruРусский
banner
Дом / Блог / Нелинейное взаимодействие между режимом двойного разрыва и Кельвином
Блог
pageSearch
Последние новости

Нелинейное взаимодействие между режимом двойного разрыва и Кельвином

Jul 13, 2023Jul 13, 2023

Том 13 научных отчетов, номер статьи: 13559 (2023) Цитировать эту статью

787 Доступов

Подробности о метриках

Нелинейное взаимодействие между двойной тиринг-модой (ДТМ) и неустойчивостями Кельвина-Гельмгольца (КГ) с различными профилями сдвигового потока численно исследовано с использованием модели сжимаемой магнитогидродинамики (МГД). Мы фокусируемся на КХ-неустойчивостях в плазме слабого и обращенного магнитного сдвига с сильным стабилизирующим эффектом изгиба силовых линий. Результаты показывают, что в этой плазме возникают KH-неустойчивости, связанные с DTM, и KH-мода доминирует в динамике неустойчивости, что указывает на решающую роль слабого магнитного сдвига в формировании высокомодовых гармоник. Для симметричных течений на фазе роста сохраняется асимметричная конфигурация принудительного магнитного пересоединения, что приводит к блокировке мод. Кроме того, это исследование взаимодействия неустойчивости DTM-KH способствует нашему пониманию механизма нелинейного пересоединения в режиме слабой и обращенной магнитно-сдвиговой плазмы, что актуально для астрофизических и термоядерных исследований.

Неустойчивости, вызванные потоками плазмы, играют важную роль в намагниченной плазме, включая солнечную корону, магнитосферу и астрофизические струи1,2,3,4,5,6,7. Известно, что вращение плазмы возбуждает или подавляет многие магнитогидродинамические (МГД) неустойчивости8,9. Как аналитические, так и численные исследования показали, что сдвиговые потоки с субальвеновской скоростью могут стабилизировать режимы разрыва в системах, состоящих из одной или нескольких периодических резонансных поверхностей10,11,12. Когда дисперсия скорости сдвиговых потоков превышает пороговое значение2, появляется новая разновидность неустойчивого режима — неустойчивость Кельвина-Гельмгольца (КГ)3,4,13; скорость роста этой неустойчивости больше, чем тиринговых мод14,15,16,17,18,19,20. Было обнаружено, что нестабильности KH лежат в основе различных явлений, которые наблюдаются во многих областях, включая физику магнитосферы5,6, астрофизику21,22, пылевую плазму23 и физику термоядерного синтеза24,25,26.

Предыдущие результаты показали, что в неустойчивостях КХ силовые линии магнитного поля и силовые линии потока почти параллельны друг другу, а нейтральный слой и магнитная топология принимают волнообразную форму14,15,16,17,18,19,20. В экспериментах неустойчивость КХ изучалась как возможное объяснение полоидальных асимметрий флуктуаций плотности, которые меняют направление плазменного тока. Показано, что эти моды локализуются вокруг положений, где радиальный градиент параллельной скорости принимает максимальное значение27. По прогнозам, сильные сдвиговые плазменные потоки будут вызывать нестабильные КХ-колебания в сферической плазме токамака28. При малых толщинах сдвигового течения возбуждается КХ-неустойчивость; напротив, для достаточно больших толщин разрывная неустойчивость будет доминирующей29. Транспортный код предсказывает, что тороидальное вращение в токамаке может достигать скорости ионного звука30. При таких больших сдвиговых потоках необходимо учитывать магнитную нестабильность KH28. В теории термоядерного синтеза и экспериментальных исследованиях можно найти некоторые исследования, например, нестабильностей типа КХ в плазме токамака27,31,32,33.

Линейная скорость роста мод КХ увеличивается с увеличением силы сдвиговых течений в системе с одной резонансной поверхностью. Если магнитный сдвиг достаточно велик, тиринг-мода будет демонстрировать сильную связь с нестабильностями КХ и сформирует новый тип резистивной неустойчивости, вызванный нестабильностями КХ19,34. Для системы с двумя резонансными поверхностями двойной тиринг-модой (ДТМ) с сильным магнитным сдвигом совокупный эффект стабилизации «синфазного» периода и дестабилизации «противофазного» периода приводит к подавление островков и даже вступает в процессы блокировки и насыщения двойных островов на нелинейной стадии35,36,37,38,39,40,41,42. Однако когда сдвиговые потоки сильны и имеют скорости, близкие к локальной альфвеновской скорости или превышающие ее, рост антисимметричной резистивной неустойчивости еще больше усиливается19. В этом случае, посредством процесса пересоединения на двойных резонансных поверхностях, DTM могут взаимодействовать друг с другом, а также соединяться с нестабильностями KH43.

B_{x1,\max } ,B_{x2,\max }\); the symmetric mode structures generated on dual resonant surfaces are obtained for \(B_{x1,\max } \approx B_{x2,\max }\). In the nonlinear stage, the value of \(B_{x}\) on the two resonant surfaces gradually increases to \(B_{x,\max } \approx B_{x1,\max } \approx B_{x2,\max }\) especially after \(t \sim 400\)./p> 0\)52, the strong stabilizing effect of field line bending on the KH mode dominates the mode linear growth with the position of the mode being far away from the resonant surfaces. Yao et al. studied the effect of distance between two resonant surfaces on DTMs using gyrokinetic code59. Their research found that as the separation of the rational surfaces was increased, the growth rates of DTMs were enhanced and the DTM system tended to decouple into a system of two single-tearing modes. Interestingly, the distance between two rational surfaces has different mechanisms of influence on the instability of DTMs and KH modes. The relevant mechanisms need to be studied in detail./p> B_{x2,\max }\). The saturated amplitude of \(B_{x1,\max }\) is also larger than 2 times that of \(B_{x2,\max }\). It is expected that, similar to the case of a single resonant surface, the islands induced by the KH instabilities on left resonant surface can induce an interaction between the tearing mode and the KH mode that then drive each other14,15,16,17,18,19. We see that the island structure begins to grow when the KH mode becomes sufficiently strong, as shown in Fig. 6b. \(W\) shows the width of the islands. Nevertheless, early within the nonlinear stage, the right island grows very slowly until an inward flow form at \(t > 250\)21,22,35./p> 400\), the KH instability saturates at a high number level with the two large size islands that exist between the two resonant surfaces. The initial magnetic topology is deformed and two eddy–like structures are generated; these eddy-like structures may result in a further enhancement of radial plasma transport. Therefore, in order to maintain a stable configuration, sheared plasma flows below the critical level are required in weak and reversed magnetic shear configuration./p> 300\); meanwhile, it can be seen that the KH modes are moving toward each other in the x-direction. Figure 8b shows that the flow profile remains constant in the early linear stage (\(t < 100\)). When the KH–induced islands start to grow, the flow profile first flattens near the left resonant surface. The relative velocity of the two resonant surfaces then decreases due to interlocking of the two KH modes. Once the interactions between the surfaces become sufficiently strong, the zonal flow structure will alternatively appear and move to the region close to \(x = 0\). A possible reason for this phenomenon is that the zonal flow arises due to the magnetic reconnection process, which also causes two opposite resonant surfaces to attract each other, as is the case with DTMs35. Figure 8c,d show the perturbed magnetic flux on the left and right resonant surfaces, respectively. It can be seen that the high mode number harmonics are excited due to the large flow shear on the resonant surface at the linear and early nonlinear states of the KH modes. However, they merge rapidly with each other for \(t > 200\). The coupled KH modes rotate together and enter a long term nonlinear dynamic process. A different behavior can be observed on the right resonant surface due to the asymmetry of the flow profile considered in the simulation./p>

Предыдущий: новые продукты Следующий: Каковы различия между пьесой и обычной книгой?
Отправить запрос
Отправлять