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第卷第期物理学报.. .
,,年月.. ’
托卡马克中极向静电天线的离子
波的耦合计算
沈学民
中国科学院等离于体物理研究所,台肥,
年月’日收到
本文采用均匀的等离子体模型,对在托卡马克低场边由敬向静电天线激发离子⋯
,文中考虑天线
,极向静电天线

抗等计算结果,丧明两种天线对的飙台有相似的特性.
:;
一
、引言
在托卡马克中的加热通常是基于这样一个事实:在离子逼旋频率区域, 由低
场边激发的静电波,由于等离子体边界层的有限半径效应,耦合为传播列
逦旋共振层而被阻尼吸收. 这种加热方法已成功地在实验中得到证明并在理论上也进行
了许多研究. 加热的主要特点是: 波的频率可以选择相对高次的离子迥旋共
振频率区域,这样为将常用的快波加热的带状天线改进为紧凑的波导型结构天线
提供了可能性.
图一对投向静电天缱示意图
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期~, 沈学民:托卡马克中玻向静电天线的离子波的耦合计算
离子,这一加热特性将有助于研究在辅助加热下的等离子体约束特性.
通常用于激发的天线是将有屏蔽的快渡天线,放置在低场区,与级
场口平行的环向方向. 对已有快波加热的装置,如果要兼做加热实验,则要重新
设计安装天线,这样无论在装置空间或工程技术上都有很大困难. 目前,有人提出
,并
以绝缘机构代替原天线的终端短路器,这样即成为极向的静电天线,见图所示. 而这样
天线激发的基本原理正如前所述, 由于静电天线集聚电荷在等离子体边界激发了
静电波,静电波在等离子体中由于有限半径效应很快转为在等离子体中
传播,并在迥旋共振层附近阻尼吸收.
本文从理论上分析极向静电天线与的耦合特性. 与传统的环向天线相
.
二、真空中的场

输入阻抗则必须先求解由关鹱薇发的真空中的~
场. 为了简化求解在真空中的方程,本,
文将耦台问题考虑为直线的几何模型. 将真空室
器壁至等离子体边界的真空范围分成两个区域:
一是天线与等离子体边界之间; 二是天线和器壁
之间. 如图所示. 假定器壁为良导体,在区域
和区域各电场可以写成如下形式: 在区域
一
一一。,
,一一,
图计算中所采用的直线几何模型
,一一‘, 言; , 分为天线和真空
式中稿一】一;一:, 一,,, 一室器壁的空间位置
∞。, 一。,。为人射渡频率,为光速,为天线的空间位置. 下标则表示区域
.在区域一§ 一, 为器壁空间位置
础一,
,一,
一.
各任意常数重, ,口。,,。, ,, , ,, 将由天线、器壁的边界
条件以及场的切向分量在真空至等离子体边界连续性条件所确定. 假定天线上的电荷分
布有如下形式: