ダブルテアリングモードとケルビンの間の非線形相互作用

Jul 13, 2023

Scientific Reports volume 13、記事番号: 13559 (2023) この記事を引用

787 アクセス

メトリクスの詳細

異なるせん断流プロファイルによる二重引き裂きモード (DTM) とケルビン・ヘルムホルツ (KH) 不安定性の間の非線形相互作用は、圧縮性磁気流体力学 (MHD) モデルを使用して数値的に研究されています。私たちは、磁力線の曲がりによる強い安定化効果を持つ、弱い逆磁気シアプラズマにおける KH 不安定性に焦点を当てています。結果は、これらのプラズマでは DTM と結合した KH 不安定性が発生し、KH モードが不安定性ダイナミクスを支配していることを示し、ハイモード高調波の形成における弱い磁気シアリングの重要な役割を示唆しています。対称的な流れの場合、非対称な強制磁気リコネクション構成が成長段階中に維持され、モードのインターロックにつながります。さらに、DTM-KH 不安定性相互作用のこの研究は、天体物理学や核融合の研究に関連する、弱い逆磁気シアプラズマの領域における非線形再接続メカニズムの理解に貢献します。

プラズマ流による不安定性は、太陽コロナ、磁気圏、天体物理ジェットなどの磁化プラズマにおいて重要な役割を果たしています1、2、3、4、5、6、7。プラズマの回転は、多くの磁気流体力学 (MHD) の不安定性を励起または抑制することが知られています 8,9。解析的研究と数値的研究の両方で、サブアルフベン速度のせん断流が単一または複数の周期的共振面を含むシステムの引き裂きモードを安定化できることが示されています10、11、12。せん断流の速度分散が閾値 2 を超えると、新しい種類の不安定モードであるケルビン・ヘルムホルツ (KH) 不安定性 3,4,13 が現れます。この不安定性の成長速度は、引き裂きモードよりも大きい14、15、16、17、18、19、20。 KH 不安定性は、磁気圏物理学 5、6、天体物理学 21、22、ダストプラズマ 23、核融合物理学 24、25、26 など、多くの分野で観察されるさまざまな現象の根底にあることがわかっています。

これまでの結果は、KH 不安定性では磁力線と流れ力線が互いにほぼ平行であり、中性シートと磁気トポロジーが波状の形状をとることを示しています 14,15,16,17,18,19,20。実験では、KH の不安定性が、プラズマ電流の方向によって反転する密度変動のポロイダル非対称性の可能な説明として研究されてきました。これらのモードは、平行速度の半径方向の勾配が最大値をとる位置の周囲に局在していることが実証されています27。強いせん断プラズマ流は、球状トカマクプラズマ内で不安定な KH 振動を引き起こすと予測されています 28。せん断流の厚さが小さい場合、KH の不安定性が生じます。対照的に、十分に厚い厚さの場合、引き裂きの不安定性が支配的になります29。輸送コードは、トカマクのトロイダル回転がイオン音速に達する可能性があると予測しています30。このような大きなせん断流では、磁気 KH の不安定性を考慮する必要があります 28。核融合理論と実験研究では、例えばトカマクプラズマにおける KH タイプの不安定性に関するいくつかの研究が見られます 27,31,32,33。

KH モードの線形成長速度は、単一の共振面を備えたシステム内のせん断流の強度が増加するにつれて増加します。磁気シアが十分に大きい場合、引き裂きモードは KH 不安定性と強い結合を示し、KH 不安定性によって引き起こされる新しいタイプの抵抗不安定性を形成します 19,34。 2 つの共振面を持つシステムの場合、強力な磁気シアによるダブルテアリングモード (DTM)、「同相」期間の安定化と「異相」期間の不安定化の複合効果により、アイランド抑制、さらには非線形段階でデュアルアイランドの連動および飽和プロセスに入ります 35,36,37,38,39,40,41,42。しかし、せん断流が強く、その速度が局所的なアルフベン速度に近いかそれよりも大きい場合、反対称抵抗の不安定性の増大はさらに増大します 19。その場合、二重共振面での再接続プロセスを介して、DTM は相互作用し、KH 不安定性とも結合する可能性があります 43。

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>

前: 新製品次: 演劇と普通の本の違いは何ですか?

お問い合わせを送信

送信