이중 찢어짐 모드와 Kelvin 간의 비선형 상호 작용

Jul 13, 2023

Scientific Reports 13권, 기사 번호: 13559(2023) 이 기사 인용

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서로 다른 전단 흐름 프로파일을 갖는 이중 인열 모드(DTM)와 켈빈-헬름홀츠(KH) 불안정성 사이의 비선형 상호 작용은 압축성 자기유체역학(MHD) 모델을 사용하여 수치적으로 조사되었습니다. 우리는 자력선 굽힘의 강력한 안정화 효과를 갖는 약하고 역방향 자기 전단 플라즈마의 KH 불안정성에 중점을 둡니다. 결과는 DTM과 결합된 KH 불안정성이 이러한 플라즈마에서 발생하고 KH 모드가 불안정성 역학을 지배한다는 것을 보여 주며, 이는 높은 모드 고조파의 형성에서 약한 자기 전단의 중요한 역할을 암시합니다. 대칭 흐름의 경우 성장 단계 동안 비대칭 강제 자기 재연결 구성이 유지되어 모드가 연동됩니다. 또한 DTM-KH 불안정성 상호 작용에 대한 이러한 조사는 천체 물리학 및 핵융합 연구와 관련된 약하고 역방향 자기 전단 플라즈마 영역에서 비선형 재연결 메커니즘을 이해하는 데 도움이 됩니다.

플라즈마 흐름에 의한 불안정성은 태양 코로나, 자기권 및 천체 물리학 제트1,2,3,4,5,6,7을 포함한 자화 플라즈마에서 중요한 역할을 합니다. 플라즈마 회전은 많은 자기유체역학(MHD) 불안정성을 자극하거나 억제하는 것으로 알려져 있습니다8,9. 분석 및 수치 연구 모두에서 Alfven 속도 이하의 전단 흐름이 단일 또는 다중 주기 공진 표면으로 구성된 시스템에서 찢어짐 모드를 안정화할 수 있음을 보여주었습니다. 전단 흐름의 속도 변화가 임계값을 초과하면 새로운 다양한 불안정 모드인 Kelvin-Helmholtz(KH) 불안정성이 나타납니다. 이 불안정성의 성장률은 찢어짐 모드14,15,16,17,18,19,20보다 큽니다. KH 불안정성은 자기권 물리학5,6, 천체 물리학21,22, 먼지 플라즈마23, 핵융합 물리학24,25,26을 포함하여 다양한 분야에서 관찰되는 다양한 현상의 기초가 되는 것으로 밝혀졌습니다.

이전 결과는 KH 불안정성에서 자기장 선과 유동장 선이 서로 거의 평행하고 중성 시트와 자기 토폴로지가 파도와 같은 형태를 취한다는 것을 보여주었습니다. 실험에서 KH 불안정성은 플라즈마 전류 방향과 반대되는 밀도 변동의 폴로이드 비대칭에 대한 가능한 설명으로 연구되었습니다. 이러한 모드는 평행 속도의 방사형 그라데이션이 최대 값을 취하는 위치 주변에 국한되어 있음이 입증되었습니다. 강한 전단 플라즈마 흐름은 구형 토카막 플라즈마에서 불안정한 KH 진동을 유도할 것으로 예상됩니다. 작은 전단 흐름 두께의 경우 KH 불안정성이 발생합니다. 대조적으로, 충분히 큰 두께의 경우 찢어짐 불안정성이 지배적입니다. 전송 코드는 토카막의 환상형 회전이 이온 음속30에 도달할 수 있다고 예측합니다. 이러한 큰 전단 흐름에서는 자기 KH 불안정성을 고려해야 합니다. 핵융합 이론 및 실험 연구에서 토카막 플라즈마의 KH 유형 불안정성에 대한 일부 조사를 찾을 수 있습니다27,31,32,33.

단일 공진 표면을 갖는 시스템에서 전단 흐름의 강도가 증가함에 따라 KH 모드의 선형 성장률이 증가합니다. 자기 전단이 충분히 크면 찢어짐 모드는 KH 불안정성과 강한 결합을 나타내고 KH 불안정성에 의해 구동되는 새로운 유형의 저항성 불안정성을 형성합니다. 두 개의 공진 표면이 있는 시스템의 경우 강한 자기 전단이 있는 이중 찢어짐 모드(DTM), '동위상' 기간의 안정화와 '역위상' 기간의 불안정화의 결합 효과는 다음과 같습니다. 섬 억제, 심지어 비선형 단계에서 이중 섬의 연동 및 포화 과정에 들어갑니다. 그러나 전단 흐름이 강하고 국지적인 Alfven 속도에 가깝거나 더 큰 속도를 가질 때 반대칭 저항 불안정성의 성장은 더욱 증가합니다19. 이 경우 이중 공진 표면의 재연결 프로세스를 통해 DTM은 서로 상호 작용할 수 있으며 KH 불안정성과도 결합될 수 있습니다.

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>

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