Soutenance de thèse de Sundaresan SRIDHAR

Le plasma de fond est caractérisé par sa température électronique. Sa mesure a demandé le développement d’une méthode basée sur, des données de spectroscopie VUV. Dans cette méthode, des rapports entre des lignes de visées synthétiques sont construits en utilisant le coefficient d'émission de photons (PEC) du modèle atomique ADAS et le profil de température du plasma de fond est estimé en définissant les rapports de lignes expérimentales avec les rapports de lignes synthétiques. Le plasma de fond dans le tokamak JET est plus chaud (Te = 6-18 eV) que sur les autres tokamaks (DIII-D, Te=1-2 eV). La température électronique du plasma de fond augmente avec la quantité de gaz utilisée pour déclencher la disruption et la densité électronique à l’extérieur de la dernière surface magnétique fermée. Dans le cas où la disruption est déclenchée par une injection d’Argon, sa température électronique ne dépend pas de la température électronique du plasma avant la disruption, mais se révèle faiblement corrélée avec la densité électronique précédant la disruption. De plus, les glaçons non fragmentés produisent un plasma de fond plus chaud. Quand un SPI d’argon est utilisé pour atténuer le faisceau d’électrons découplés, un plasma de fond plus chaud est créé que si un MGI avait été utilisé. Un bilan de puissance 0D / 1D du faisceau d'électrons découplés et du plasma de fond est effectuée pour valider les mesures de température. Le bilan de puissance est dominé par les processus physiques tels que les effets collisionnels, les rayonnements synchrotron et bremsstrahlung, l'accélération par le champ électrique, le rayonnement de raie du plasma de fond. La température de fond du plasma prédite par le modèle d'équilibre de puissance 0D est en bon accord avec les mesures de la spectroscopie VUV. Le transfert d’énergie entre les électrons découplés et le plasma de fond s'avère être le source d'alimentation principale chauffant le plasma de fond à des températures élevées. Les résultats d'un modèle de diffusion radiale 1D, adapté au tokamak JET, sont présentés. La diffusion 1D dépend des hypothèses initiales telles que la densité de chaque espèce et la géométrie des composants face au plasma. Le modèle de diffusion 1D prédit une température et une densité électronique plus élevées lorsque les coefficients issues du modèle atomique ADAS sont utilisés par rapport à ceux du modèle atomique CRETIN (utilisé par défaut dans le code). Par rapport à la température estimée à partir de la spectroscopie VUV, la température simulée du plasma de fond en d'argon est beaucoup plus faibles et elle montre une dépendance inverse de la diminution de la quantité d’argon. Lorsque le SPI de deutérium dans le plasma d'argon de fond est simulé, une goutte dans la ligne d'argon, la luminosité après l'entrée du deutérium SPI est prévue, cohérente avec des mesures VUV expérimentales. Cependant, le modèle prédit une augmentation de la densité électronique après un SPI en deutérium, incompatible avec les mesures expérimentales. Le modèle prévoyait une baisse de température après l'entrée du SPI de deutérium, mais elle n’est pas suffisamment faible pour atteindre les conditions de recombinaison de l'argon. D'autre part, le modèle prédit une faible température et densité électronique, soutenant l’hypothèse de la recombinaison de l'argon dans DIII-D . La sur estimation de la densité électronique et de la température peut être due à la présence d'une puissance rayonnée plus élevée (une des entrées du modèle) dans JET (1-4 MW), que dans DIII-D (100 kW). Une grande partie du rayonnement non thermique dû taux électrons découplés explique cette observation sur JET par rapport au DIII-D.

The current strategy for runaway electrons (RE) is to avoid their generation by a massive material injection (MMI) of deuterium or high-Z noble species (Ne, Ar, Kr, Xe). If their generation cannot be avoided, a second MMI will be used to mitigate the generated RE beam. Material can be injected either via Massive Gas Injection (MGI) or Shattered Pellet Injection (SPI, currently adopted by ITER). After the first MMI to prevent RE generation, a cold dense background plasma of MMI impurities is formed. In its presence, the second MMI aimed at mitigating the runaway electron beam may be inefficient due to poor penetration, as observed in the JET tokamak. Therefore, understanding the physics of the interaction between the RE beam and the mitigation MMI in the presence of a cold background plasma is an essential study for a reliable RE beam mitigation scenario. This study will be the focus of this PhD thesis. The background plasma is characterized through its electron temperature. For this, a method based on VUV spectroscopy is developed. In this method, synthetic line ratios are constructed using Photon-Emissivity Coefficient from the ADAS atomic model and the background plasma temperature profile is estimated by fitting the experimental line ratios with the synthetic line ratios. Background plasma in the JET tokamak is hotter (Te=6-18 eV) than on other tokamaks (DIII-D, Te=1-2 eV). The electron temperature of the background plasma increases with the gas amount used to trigger the disruption and electron density in the far scrape-off layer. When the background plasma is created using argon SPI, the electron temperature have no dependence on the pre-disruptive plasma temperature but is found to weakly correlate with the pre-disruption electron density. In addition, intact SPI pellets produce hotter background plasma. When argon SPI is used as mitigation injection, it produces hotter background plasma than MGI. A 0D/1D power balance of the RE beam and the background plasma is performed to confirm the temperature measurements. In the power balance, the dominant physical processes like collisional power transfer, synchrotron and bremsstrahlung radiation, E-field acceleration, line radiation of the background plasma are considered. The background plasma temperature predicted by the 0D power balance model is in good agreement with measurements from VUV spectroscopy. The collisional power transfer between the RE and the background plasma is found to be the primary power source heating the background plasma to high temperatures. The results of a 1D radial diffusion code, adapted for the JET tokamak, are presented. The 1D diffusion are sensitive to initial guesses of the species densities and the geometrical wall radius. The 1D diffusion model predicted higher electron temperature and density when rate coefficients from ADAS atomic model are used compared to CRETIN atomic model (used in the code by default). As compared to temperature estimated from VUV spectroscopy, the simulated argon background plasma temperatures are much lower and they decreases when the argon amount increases. When the deuterium SPI in argon background plasma is simulated, a drop in the argon line brightness after the entry of deuterium SPI is predicted, consistent with experimental VUV measurements. However, the model predicts an increase in electron density after deuterium SPI entry, inconsistent with experimental measurements. The model predicted a drop in temperature after deuterium SPI entry but not low enough for the argon recombination conditions. On the other hand, the model predicts low electron temperature and density, supporting argon recombination in DIII-D. The over-prediction of electron density and temperature may be due to the presence of higher radiated power (one of model's input) in JET (~1-4 MW) than on DIII-D (<100 kW). A large fraction of non-thermal radiation due to the RE is considered to explain this observation in JET compared to DIII-D.