Com a montagem do detector multicanal passou a ser possível a medida da temperatura iônica em uma única descarga, aumentando a precisão dos valores calculados. Por outro lado, só é possível a obtenção de um ponto no tempo por descarga. Assim, para as medidas em descarga tokamak escolhemos alguns pontos durante a descarga e, para cada um, foram realizadas 3 a 5 descargas.
Todavia, para medir a temperatura de impurezas mais ionizadas, geralmente com emissões em comprimento de onda menores, é necessária uma resolução ainda melhor, visto que o alargamento Doppler diminui com o comprimento de onda [eq. (2.8)]. Além disso, devido à dimensão do pixel do CCD, vemos que o alargamento instrumental para pequenas aberturas de fenda é maior que no caso em que usamos a fotomultiplicadora (Figuras 4.12 e 4.19).
Para melhorar a nossa resolução, uma alternativa foi analisar medidas com diferentes ordens de difração.
Nas reflexões de ordem dois, comprimentos de onda diferentes são refletidos pela grade com aproximadamente o dobro do ângulo daquele em ordem 1. Isto pode ser mostrado, por exemplo, observando a distância (em pixels) obtida via ajuste gaussiano entre os dois picos do dupleto do CIV mostrados na Figura 5.16. Para ordem 1 ela é de 7,17 pixels, enquanto que para ordem 2 ela é de 14,3 pixels. Deste modo, podemos considerar que o alargamento Doppler de cada emissão em ordem 2 será o dobro daquele em ordem 1.
Por outro lado, a largura instrumental deve ser a mesma para ambos os casos. Isto porque a reflexão de ordem 2 afetará a “distância” entre raios de comprimentos de ondas diferentes, enquanto que o alargamento instrumental é definido (ou calculado) como a largura resultante de um sinal monocromático (ou praticamente monocromático) sem haver então comprimentos de onda diferentes.
Assim, para medidas com ordem 2, é necessário descontar o alargamento instrumental tal como fazíamos para ordem 1 (com soma de quadrados). Porém, ao final das contas, divide-se a largura calculada por 2 para então obter a Largura Doppler (e assim a temperatura). O mesmo processo vale para medidas de ordens maiores, aumentando apenas o valor a se dividir a largura calculada.
Para comparar a eficiência das medidas com ordens maiores de difração com o nosso detector, medimos as linhas de CIII 977 Å (ordem 1; 2 e 3) e CIV 1548 Å (ordem 1 e 2). Os resultados estão nas Figuras 5.16 e 5.17. Foram analisadas descargas com corrente de plasma de ~7kA, aproximadamente 4ms após a descarga do banco de aquecimento ôhmico.
Ressaltamos que os sinais para o CIV em ordem 1 foram obtidos com 20 microns de abertura de fenda. Todos os outros foram medidos com 30 microns. Além disso, a intensidade dos sinais não pode ser comparada neste caso, visto que aumentamos a tensão do MCP para medir os sinais de ordem maior.
Observando a reflexão de ordem 1 dessas emissões, a largura medida é muito pequena, ficando pouco acima da largura instrumental. Isto leva a erros muito grandes, como pode ser observado no exemplo do CIV (Figura 5.16a). Com a largura das linhas do dupleto diferindo em apenas ~0,02 Å (dentro do erro da medida), a temperatura calculada para cada emissão difere em ~ 20 eV. Os dois perfis deveriam fornecer o mesmo valor já que são emissões da mesma impureza. Já para a medida de ordem 2 do CIV (Figura 5.16b), notamos que a temperatura calculada pelos dois picos passou a ser mais próxima, com um erro menor, confirmando que os valores de temperatura devem estar mais acurados agora.
Fig. 5.16: Medida da temperatura iônica do CIV utilizando: a) ordem 1 (esquerda); b) ordem 2 (direita).
Fig. 5.17: Medida da temperatura iônica do CIII utilizando: a) ordem 1 (esquerda acima); b)ordem 2 (direita acima); c) ordem 3 (abaixo).
656 658 660 662 664 666 668 670 672 674 676 450 500 550 600 650 700 750 800 Ordem 2 Largura: 0,602 ± 0,016 Å Temperatura: 31,8 ± 7,5 eV C o n tag em Pixel 736 738 740 742 744 746 748 750 752 754 400 500 600 700 800 900 1000 Ordem 3 Largura: 0,648 ± 0,020 Å Temperatura: 27,7 ± 4,5 eV C o nt ag em Pixel 385 390 395 400 405 410 415 420 450 500 550 600 650 700 750 800 Ordem 2 Pico1 Largura:0,722 ± 0,043 Å Temperatura: 46,2 ± 9,3 eV Pico2 Largura: 0,744 ± 0,020 Å Temperatura: 53,1 ± 4,6 eV Co n ta g em Pixel 670 675 680 685 690 0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 8000 Ordem 1 Pico1 Largura: 0,577 ± 0,028 Å Temperatura: 43 ± 19 eV Pico2 Largura: 0,596 ± 0,014 Å Temperatura: 63 ± 11 eV Co n ta g em Pixel 600 605 610 615 620 400 600 800 1000 1200 1400 1600 Ordem 1 Largura: 0,564 ± 0,014 Å Temperatura: 33 ± 24 eV C o nt ag em Pixel
O mesmo ocorreu para as medidas do CIII. Para medidas de ordem 1 (Figura 5.17a), observamos que o erro na temperatura calculada é maior que 2/3 do seu valor. Já para ordens maiores (Figuras 5.17b e 5.17c) notamos que a temperatura calculada continuou aproximadamente a mesma. Contudo, confirmamos que o erro diminuiu consideravelmente ao se aumentar a ordem de difração.
Analisando ainda os valores obtidos de temperatura para as diferentes medidas, notamos que para o CIV o seu valor ficou em aproximadamente 50 eV e para o CIII o valor foi de 30 eV. Vemos que estes valores estão próximos do obtido com espectroscopia no visível e com o UVV ainda com a fotomultiplicadora, como visto anteriormente. No presente caso a temperatura do CIV foi um pouco maior do que o obtido nos casos anteriores, o que creditamos ao maior valor da corrente de plasma nessas medidas.
Um outro fator importante a notar do ponto de vista experimental é que, principalmente para medidas de ordem 1, como o sinal tem largura pouco maior que um pixel, é necessário centrar aproximadamente o pico do sinal em um pixel para que a largura ajustada não seja grande demais. Para ordens maiores esse efeito ainda existe, mas se torna menos importante, pois o sinal já é mais largo.
Mostrando assim a viabilidade das medidas de temperatura com ordens maiores de difração, foi possível o monitoramento da temperatura de impurezas com emissões em comprimentos de onda menores. Assim, conseguimos analisar a temperatura de impurezas com diferentes graus de ionização.
Analisamos as impurezas em uma descarga com 6 kA de corrente de plasma. As linhas utilizadas para medidas foram: CIII 977 Å, CIV 1548 Å, OIV 787 Å, OV 629 Å e OVI1037 Å. As linhas de CIII e OVI foram medidas em ordem 3, nas mesmas descargas em que medimos as linhas de ordem 2 do CIV. O OVI foi medido também em ordem 3 e o OV foi medido em ordem 4. O gate de aquisição, e portanto a resolução temporal de cada ponto, foi de 0,5 ms; a menos do OIV que foi de 2,5 ms.
Para cada posição temporal, medimos a largura de cada emissão em cinco descargas. Foi possível assim obter a evolução temporal da temperatura ao longo da descarga do tokamak. Os resultados podem ser observados na Figura 5.18.
Salientamos que nem todas impurezas puderam ser monitoras satisfatoriamente durante toda a descarga. Para o CIII, conseguimos medir temperaturas apenas em
aproximadamente metade da descarga, já que a partir de 5 ms o sinal da linha diminuiu muito de modo que os ajustes gaussianos não foram satisfatórios. Fato semelhante ocorreu com o OVI. Entretanto, neste caso, a intensidade só era apreciável no final da descarga. Já para o OIV, a sua emissão de ordem 2 é muito próxima da forte emissão do CIV 1548 Å. Por isso recorremos a ordem 3, mas, devido ao fraco sinal, só foi possível obter cálculos confiáveis com medidas com um tempo maior de aquisição na região central do platô da corrente.
Além disso, observamos que a emissão de ordem 3 do OVI 1032 Å se confunde com a emissão de ordem 2 do CIV 1548 Å. Assim, certo cuidado é necessário para o monitoramento da temperatura dessas impurezas quando ambas as emissões são apreciáveis.
Fig. 5.18: Comparação da evolução temporal da temperatura iônica das principais impurezas do tokamak.
Quanto aos resultados da Figura 5.18, podemos salientar alguns fatos importantes. O primeiro fato a observar é que as temperaturas do CIII, CIV e OV, monitoradas desde o início da descarga, possuem um padrão um pouco semelhante ao obtido na Figura 5.15, com um pico perto do pico da corrente de plasma e diminuindo um pouco com a mesma. Contundo, nessas descargas o pico de temperatura foi menos acentuado, igualando ao valor obtido durante o platô da corrente. Ainda assim, vemos que esse padrão (com uma temperatura mais constante) é mais parecido com as medidas de temperatura eletrônica
0 2 4 6 8 10 0 10 20 30 40 50 60 70 80 Te m p er at u ra Iôn ica ( eV) Tempo (ms) CIII CIV OIV OV OVI
obtidas por medidas de Espalhamento Thomson ,como iremos expor adiante. Tal padrão de temperatura iônica também se assemelha mais às medidas anteriores mostradas na Figura 5.12.
Podemos ainda observar que quanto maior o grau de ionização da impureza, em média é maior a sua temperatura. Para plasmas de altas temperaturas e bem confinados, esperar-se-ia que as impurezas se concentrassem em camadas, com as mais ionizadas no centro mais quente do plasma [Hutchinson (1987)]. Contudo, no nosso caso, a diferença de temperatura média entre as impurezas é muito pequena. Claramente a temperatura do OVI é maior que a do CIII, mas se analisamos a região acima de 7 ms observamos que as temperaturas das impurezas tendem ao mesmo valor na média.
Tudo isso implica que podemos considerar que não deve haver tal separação em camadas das impurezas no nosso tokamak, porém elas devem se distribuir ao longo do raio da câmara, ainda que de maneira não completamente uniforme, mas se misturando em sua maior parte.