Interacción no lineal entre el modo de doble desgarro y Kelvin.

Jul 13, 2023

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 13559 (2023) Citar este artículo

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La interacción no lineal entre el modo de doble desgarro (DTM) y las inestabilidades de Kelvin-Helmholtz (KH) con diferentes perfiles de flujo de corte se ha investigado numéricamente mediante el uso de un modelo de magnetohidrodinámica compresible (MHD). Nos centramos en las inestabilidades de KH en plasmas de corte magnético débiles e invertidos con un fuerte efecto estabilizador de la curvatura de la línea de campo. Los resultados muestran que en estos plasmas se producen inestabilidades de KH junto con DTM y que el modo KH domina la dinámica de inestabilidad, lo que sugiere el papel crucial del cizallamiento magnético débil en la formación de armónicos de modo alto. Para flujos simétricos, se mantiene una configuración de reconexión magnética forzada asimétrica durante la fase de crecimiento, lo que lleva al entrelazamiento de los modos. Además, esta investigación de la interacción de inestabilidad DTM-KH contribuye a nuestra comprensión del mecanismo de reconexión no lineal en el régimen de plasmas de corte magnético débiles e invertidos, que es relevante para estudios astrofísicos y de fusión.

Las inestabilidades impulsadas por el flujo de plasma desempeñan un papel importante en los plasmas magnetizados, incluida la corona solar, los chorros magnetosféricos y astrofísicos1,2,3,4,5,6,7. Se sabe que la rotación del plasma excita o suprime muchas inestabilidades magnetohidrodinámicas (MHD)8,9. Tanto los estudios analíticos como los numéricos han demostrado que los flujos de corte de velocidad inferior a Alfven pueden estabilizar los modos de desgarro en sistemas que comprenden superficies resonantes periódicas únicas o múltiples10,11,12. Cuando la variación de velocidad de los flujos de corte excede un valor umbral2, aparece una nueva variedad de modo inestable, la inestabilidad Kelvin-Helmholtz (KH)3,4,13; la tasa de crecimiento de esta inestabilidad es mayor que los modos de desgarro14,15,16,17,18,19,20. Se ha descubierto que las inestabilidades de KH subyacen a varios fenómenos que se observan en muchos campos, incluida la física magnetosférica5,6, la astrofísica21,22, los plasmas polvorientos23 y la física de fusión24,25,26.

Resultados anteriores han demostrado que en las inestabilidades de KH las líneas del campo magnético y las líneas del campo de flujo son casi paralelas entre sí, y que la lámina neutra y la topología magnética toman forma ondulada14,15,16,17,18,19,20. En experimentos, la inestabilidad de KH se ha estudiado como una posible explicación de las asimetrías poloidales de las fluctuaciones de densidad que se invierten con la dirección de la corriente del plasma. Se ha demostrado que estos modos se localizan alrededor de posiciones donde el gradiente radial de la velocidad paralela toma un valor máximo27. Se predice que los fuertes flujos de plasma cizallados provocarán oscilaciones de KH inestables en plasmas esféricos de tokamak28. Para espesores de flujo cortante pequeños, se excita la inestabilidad de KH; por el contrario, para espesores suficientemente grandes, la inestabilidad al desgarro será dominante29. El código de transporte predice que la rotación toroidal en el tokamak puede alcanzar la velocidad del ion-sonido30. En flujos de corte tan grandes, se deben considerar las inestabilidades magnéticas del KH28. En la teoría de la fusión y la investigación experimental, se pueden encontrar algunas investigaciones, por ejemplo, de inestabilidades del tipo KH en plasmas tokamak27,31,32,33.

La tasa de crecimiento lineal de los modos KH aumenta al aumentar la fuerza de los flujos de corte en un sistema con una única superficie resonante. Si el corte magnético es suficientemente grande, el modo de desgarro exhibirá un fuerte acoplamiento con las inestabilidades de KH y formará un nuevo tipo de inestabilidad resistiva impulsada por las inestabilidades de KH19,34. Para un sistema con dos superficies resonantes, el modo de doble desgarro (DTM) con un fuerte corte magnético, el efecto combinado de la estabilización del período "en fase" y la desestabilización del período "fuera de fase" conduce a supresión de islas, e incluso entra en procesos de entrelazamiento y saturación de las islas duales en la etapa no lineal35,36,37,38,39,40,41,42. Sin embargo, cuando los flujos de corte son fuertes y tienen velocidades cercanas o mayores que la velocidad de Alfven local, el crecimiento de la inestabilidad resistiva antisimétrica aumenta aún más19. En ese caso, a través del proceso de reconexión en las superficies resonantes duales, los DTM pueden interactuar entre sí y también acoplarse con las inestabilidades de KH43.

La evolución no lineal de la inestabilidad de KH en presencia de flujos de corte se ha calculado numéricamente utilizando un modelo MHD reducido44. Esta metodología se utiliza en el caso de flujos de corte fuertes y acoplamiento con DTM. Las simulaciones en este régimen exhiben una interacción multimodo. En un fondo turbulento dominado por la inestabilidad de KH, se identifican islas magnéticas secundarias generadas por la inestabilidad de KH45; este modo de desgarro de KH se excita debido a la generación de flujos zonales46,47.

En la literatura existente, se ha prestado poca atención al papel del perfil de flujo y los plasmas de corte magnético débil. En general, en la configuración de corte magnético débil, las inestabilidades de KH son excitadas más fácilmente por los flujos de corte12. Y las inestabilidades de KH pueden causar reconexión magnética48. En particular, en los plasmas de fusión con una configuración de cizallamiento magnético débil, por ejemplo, JET49, DIII-D50 y NSTX51, las inestabilidades no resonantes son más relevantes para los escenarios híbridos o avanzados del ITER; este caso aún requiere mayor investigación52,53,54,55,56.

En este informe, utilizamos el modelo MHD resistivo compresible con un campo de corte magnético débil y un flujo de corte con un perfil tangente hiperbólico, enfocándonos en plasmas de corte magnético débil e invertido. Estudiamos la dependencia de la inestabilidad de KH del perfil de flujo y el mecanismo de interacción de inestabilidad DTM-KH. La evolución temporal del campo magnético perturbado promediado se utiliza para medir la tasa de crecimiento de la inestabilidad. Nos concentramos principalmente en la fase no lineal de la inestabilidad.

Este artículo está organizado de la siguiente manera: el modelo resistivo MHD y el método numérico se presentan en la sección "Modelo y ecuaciones rectoras", los resultados se describen en la sección "Resultados numéricos" y una conclusión y una discusión se presentan en la sección "Conclusión". .

La compresibilidad del plasma se considera en las simulaciones presentadas aquí mediante el uso del modelo MHD comprimible bidimensional (2D). Se aplica un pellizco de lámina típico con dos capas de corriente que fluyen en direcciones opuestas en la dirección \(z\); este modelo se analiza en las Refs.35,36. Las ecuaciones MHD comprimibles adimensionales se pueden escribir de la siguiente manera36:

donde la densidad, \(\rho\), la presión del plasma, \(P\), las coordenadas, \(x\) y \(y\), el campo magnético, \(\vec{B}\), la velocidad del plasma, \(\vec{u}\), y el tiempo, \(t\), están escalados respectivamente por \(\rho_{0}\), \(P_{0}\), \(L_{0}\) , \(B_{0}\), \(u_{A} = B_{0} /\sqrt {\rho_{0} }\) y \(\tau_{A} = L_{0} /u_{A }\) siendo \(L_{0}\) la longitud de la escala en la dirección x36. En este trabajo, \(\beta_{p}\) es la beta del plasma, donde \(\beta_{p} = 2P_{0} /B_{0}^{2}\), y \(\Gamma\) es el índice adiabático. La viscosidad del plasma, \(\nu_{m}\), y la resistividad, \(\eta\), se normalizan según \(\nu = \nu_{m} /\left( {u_{A} L_{0 } \rho_{0} } \right)\) y \(\eta = \eta_{m} /\left( {u_{A} L_{0} } \right)\), respectivamente. El dominio de simulación está limitado a \(- 1 \le x \le 1\) y \(0 \le y \le 2\). Se imponen condiciones de frontera libres y periódicas en \(x = \pm 1\) y \(y = 0,2\), respectivamente. Las ecuaciones (1) a (4) se pueden resolver utilizando el método de Runge-Kutta con una precisión de cuarto orden en el tiempo. Aquí, se utiliza una forma de esquema de diferencia central para lograr una precisión de segundo orden en el espacio. Para lograr el equilibrio inicial se considera un campo magnético dado por \(B_{0y} (x) = 1 - (1 + b_{c} ){\text{sech}} (\zeta x)\), donde \(b_{c}\) y \(\zeta\) se eligen de manera que las superficies resonantes estén situadas en \(x_{s} = \pm 0,25\); consideramos una cizalla magnética débil dada por \(s = B^{\prime}_{0y} (x_{s} ) = \pi /32\); en estudios previos sobre MDT se ha utilizado \(s = \pi /2\)35,36,37,38,39. El equilibrio inicial para \(P\) se genera considerando el balance de fuerzas, \(P = P_{0} + (B_{0}^{2} - B^{2} )/2\), y el perfil de densidad. está dada por \(\rho = P/T\), que se basa en el supuesto de una temperatura constante. Los otros parámetros utilizados en el trabajo numérico presentado aquí son \(\Gamma = 5/3\), \(\beta_{p} = 0.5\), \(\eta = 5 \times 10^{ - 5}\) , \(\nu = 10^{ - 5}\), \(\Delta x = 0.01\), \(\Delta y = 0.01\) y \(\Delta t = 0.002\) para satisfacer la precisión computacional y condición de estabilidad numérica Courant-Friedrichs-Lewy (CFL). En este trabajo, seleccionamos de manera integral un número de cuadrículas y un tamaño de pasos de tiempo apropiados para garantizar la convergencia del código.

Los resultados anteriores relacionados con los DTM han demostrado que si las dos islas se mueven con velocidades diferentes, el efecto combinado de la estabilización del período "en fase" y la desestabilización del período "fuera de fase" conduce a la supresión de la isla. Si la fuerza del flujo de corte es suficientemente grande, el modo de desgarro no se excita39. El umbral para el inicio de las inestabilidades KH viene dado por la relación de \({\rm K} \propto \partial v_{y} /\partial x\) en la Ref.32, donde \(v_{y}\ ) es el perfil de flujo inicial. También se ha discutido la evolución de las inestabilidades de KH en el plasma del tokamak TEXTOR.

Para comparar los resultados del trabajo realizado aquí con los encontrados en la literatura existente, consideramos un flujo de corte de equilibrio monótono39. La función de perfil en esta situación se puede escribir como \(v_{y} (x) = V_{0} \tanh \left[ {\kappa \left( {x - x_{0} } \right)} \right] \hat{y}\), donde \(V_{0}\) y \(\kappa\) son los factores de velocidad y corte del flujo, respectivamente. Estudios anteriores han demostrado que el modo de desgarro se forma más fácilmente en superficies racionales57. Si el flujo de corte está ausente en las condiciones de los parámetros establecidos aquí, se formará DTM en las dos superficies resonantes, como se puede ver más adelante en la estructura 2D del flujo magnético total. Para aclarar el efecto de la superficie racional sobre las inestabilidades de KH, en la Fig. 1a, consideramos dos casos: en el caso 1, la cizalladura del flujo en las dos superficies resonantes se considera cero; Se considera un fuerte corte de flujo en x = 0 para estudiar el efecto del corte de flujo sobre la inestabilidad de KH en plasmas de corte magnético débil e invertido. En el caso 2, que se considera para ofrecer una comparación con el caso 1, la fuerte cizalladura de flujo local se impone en la superficie resonante izquierda.

(Color en línea) Perfiles radiales del flujo cortante, \(v_{y}\), para los casos 1, 2, 3 y 4.

En el caso de los DTM, la fuerza cortante o velocidad relativa (\(\tilde{v} \equiv \left| {v_{s1} - v_{s2} } \right|\)) de las dos superficies resonantes; juega un papel importante en la supresión del modo. Para identificar mejor si \(\tilde{v}\) es el factor dominante en la excitación de las inestabilidades de KH, presentamos los casos 3 y 4 en la Fig. 1b. En el caso 3, la velocidad y la resistencia al corte en ambas superficies resonantes son las mismas y, por lo tanto, \(\tilde{v}\) es cero. En el caso 4, la resistencia al corte en las dos superficies resonantes es igual y simultáneamente se mueve hacia atrás a una velocidad de 0,02.

Para mostrar la evolución no lineal de la inestabilidad, en la Fig. 2 se muestra el valor máximo del campo magnético perturbado \(B_{x}\) en función del tiempo. Se puede ver que la inestabilidad de KH es impulsada por el flujo de corte , a pesar de que la cizalladura del flujo es débil en las superficies resonantes. Este resultado es significativamente diferente de los resultados obtenidos en el caso de una única superficie resonante; en el caso resonante único, se requiere una fuerte cizalladura del flujo para generar inestabilidades de KH10,24,25,26. En el caso 1, las tasas de crecimiento lineal de \(B_{x}\) en las dos superficies resonantes son casi iguales. Además, la inestabilidad con el mayor valor de \(B_{x}\) en la fase lineal no está necesariamente localizada en las dos superficies resonantes para \(B_{x,\max } > B_{x1,\max } ,B_ {x2,\máx}\); las estructuras de modo simétrico generadas en superficies resonantes duales se obtienen para \(B_{x1,\max } \approx B_{x2,\max }\). En la etapa no lineal, el valor de \(B_{x}\) en las dos superficies resonantes aumenta gradualmente hasta \(B_{x,\max } \approx B_{x1,\max } \approx B_{x2,\max }\) especialmente después de \(t \sim 400\).

(Color en línea) Evolución temporal de la perturbación magnética, \(B_{x}\), con flujo cortante (caso 1). \(B_{x,\max }\) representa el valor máximo de \(B_{x}\). Los parámetros \(B_{x1,\max }\) y \(B_{x2,\max }\) representan el valor máximo de \(B_{x}\) en la superficie resonante izquierda y derecha, respectivamente.

Para mostrar la estructura del modo, en la Fig. 3, trazamos contornos 2D del flujo magnético, \(\psi\), con \(\vec{B} = \nabla \psi \times \hat{z}\). Las líneas del campo magnético están significativamente curvadas entre dos superficies resonantes debido al fuerte corte del flujo. Esto sugiere que el modo puede ser un modo no resonante en ausencia de una superficie resonante en \(x = 0\). Sin embargo, al final del régimen de crecimiento lineal (\(t\sim 220\)), la inestabilidad similar a un desgarro resonante también puede ser impulsada por los flujos de plasma inducidos por KH en las superficies resonantes; esto es similar a un proceso de reconexión forzada de un campo magnético45,54,55. Esta situación es distinta del caso de fuerte corte18,19, ya que en este caso, tanto la inestabilidad de KH como la de desgarro no están acopladas, es decir, la inestabilidad de KH siempre juega un papel dominante en la evolución del campo magnético no lineal. Después de que el sistema evolucionó durante mucho tiempo, la no linealidad del MHD conduce a una generación similar a las observadas en estructuras de turbulencia.

(Color en línea) La estructura 2D del flujo magnético total en presencia de una inestabilidad KH para varios valores de \(t\) para el caso 1.

En los casos que implican cizalla magnética invertida, la distancia entre las dos superficies resonantes tiene un efecto importante sobre las inestabilidades resistivas del MHD8,36. En la Fig. 4, aumentamos los valores iniciales de \(B_{y}\) para estudiar cómo la tasa de crecimiento modal depende de la distancia entre las dos superficies resonantes, donde la tasa de crecimiento de los modos KH \(\gamma = d\ln B_{x} /dt\) y la distancia entre las dos superficies resonantes \(d = 2\left| {x_{s} } \right|\). Es interesante observar que a medida que la distancia disminuye hasta cero, la tasa de crecimiento no cambia significativamente. Este resultado sugiere que el acoplamiento del modo KH entre las dos superficies resonantes es muy débil en este caso. También debe tenerse en cuenta que no sólo la distancia sino también el corte magnético en las superficies resonantes se vuelve pequeño al aumentar los valores de \(B_{y}\). Es más probable que las situaciones con plasmas de corte magnético débil conduzcan a la excitación del modo KH que aquellas con plasmas de corte magnético fuerte12. Esto sugiere que en regímenes de cizallamiento magnético débiles, la excitación del modo KH no depende de la posición de las superficies resonantes. Además, una vez que el modo se convierte en un modo no resonante cuando \(B_{y,\min } > 0\)52, el fuerte efecto estabilizador de la curvatura de la línea de campo en el modo KH domina el crecimiento lineal del modo con la posición del modo. estando lejos de las superficies resonantes. Yao et al. estudiaron el efecto de la distancia entre dos superficies resonantes en DTM utilizando código girocinético59. Su investigación encontró que a medida que aumentaba la separación de las superficies racionales, las tasas de crecimiento de los DTM aumentaban y el sistema DTM tendía a desacoplarse en un sistema de dos modos de desgarro único. Curiosamente, la distancia entre dos superficies racionales tiene diferentes mecanismos de influencia en la inestabilidad de los modos DTM y KH. Es necesario estudiar en detalle los mecanismos pertinentes.

(Color en línea) La tasa de crecimiento (curva sólida, \(\gamma = d\ln B_{x} /dt\)) y la distancia entre las dos superficies resonantes (curva discontinua, \(d = 2\left| { x_{s} } \right|\)) en función del valor mínimo de \(B_{y}\).

La evolución temporal del perfil de perturbación magnética en la dirección x se representa en la Fig. 5a. Aquí, para comparar la estructura modal en diferentes momentos, \(B_{x}\) se normaliza mediante \(B_{x,\max }\) (lo mismo se aplica a continuación). Se puede ver que la perturbación inicial se localiza en las dos superficies resonantes (es decir, \(x_{s} = \pm 0.25\)) y se amortigua con el tiempo debido al proceso de relajación (\(t < 100\)), como se muestra en la Fig. 2. En este caso, el modo de desgarro es estable debido a los débiles regímenes de cizallamiento magnético. La inestabilidad de KH exhibe un régimen de crecimiento lineal con una estructura espacial más localizada que la observada en los DTM del caso para \(100 < t < 200\). Sin embargo, cuando el modo entra en el régimen no lineal, la estructura espacial del modo KH se amplía y la reconexión magnética resistiva es impulsada por inestabilidades de KH que tienen una estructura de vórtice de formas similares a islas en las superficies resonantes. Debido al fuerte acoplamiento de los modos KH en presencia de superficies resonantes, el perfil de flujo de equilibrio se modifica, como se muestra en la Fig. 5b; en la Fig. 5b, \(y = 0\) es fijo (lo mismo se aplica a continuación). Es de destacar que en la etapa inicial de crecimiento no lineal, el modo KH produce un flujo adicional en la misma dirección que el flujo inicial cerca de la superficie resonante.

(Color en línea) Evolución temporal y espacial de (a) la perturbación magnética y (b) el flujo de corte (\(v_{y}\)) para el caso 1.

Para mostrar la evolución no lineal de la inestabilidad, en la Fig. 6a se muestra el valor máximo del campo magnético perturbado \(B_{x}\) en función del tiempo. En el caso 1, el perfil de flujo es simétrico en el punto \(x = 0\). El perfil de flujo suele ser variable en plasmas astrofísicos o tokamak1,2,3,4,5,6,7,21. Para dilucidar aún más el efecto del perfil de flujo en los modos KH en la configuración de corte magnético débil e invertido, estudiamos un segundo caso (caso 2) en el que traducimos la posición del corte de flujo a \(x = - 0,25). \). Comparando los dos casos, vemos que es más probable que el modo KH se excite en el caso 2 debido a la fuerte cizalladura del flujo en la superficie resonante. La perturbación magnética asimétrica se forma en ambas superficies resonantes como \(B_{x,\max } \approx B_{x1,\max } > B_{x2,\max }\). La amplitud saturada de \(B_{x1,\max }\) también es mayor que 2 veces la de \(B_{x2,\max }\). Se espera que, similar al caso de una sola superficie resonante, las islas inducidas por las inestabilidades de KH en la superficie resonante izquierda puedan inducir una interacción entre el modo de desgarro y el modo KH que luego se impulsan entre sí14,15,16,17. 18,19. Vemos que la estructura de la isla comienza a crecer cuando el modo KH se vuelve lo suficientemente fuerte, como se muestra en la Fig. 6b. \(W\) muestra el ancho de las islas. Sin embargo, al principio de la etapa no lineal, la isla derecha crece muy lentamente hasta que se forma un flujo hacia adentro en \(t > 250\)21,22,35.

(Color en línea) (a) Evolución temporal de la perturbación magnética (\(B_{x}\)) para el caso 2. (b) El ancho de la izquierda (\(W_{1}\)) y la derecha (\( W_{2}\)) islas en función del tiempo.

Para capturar la evolución no lineal del caso 2, obtuvimos contornos 2D del flujo magnético en este caso, como se muestra en la Fig. 7. Se puede ver que la posición del corte del flujo juega un papel importante en la formación de KH y Modos de desgarro. Un armónico numérico de modo alto de la isla en la superficie resonante izquierda es inducido por un campo magnético y de flujo ondulado; en este caso, las islas crecen rápidamente y provocan la coalescencia de los armónicos modales. Es notable que, a diferencia de simulaciones anteriores de modos acoplados de desgarro KH14,15,16,17,18,19, encontramos que el modo KH siempre domina en la dinámica sobre el modo de desgarro; Esta observación representa un fenómeno importante en la configuración de cizalla magnética débil e invertida. Una isla giratoria generada en la superficie resonante derecha se mantiene entrelazada con los modos KH en la etapa no lineal (\(200 < t < 350\)); estos modos eventualmente se superponen entre sí. Además, para \(t > 400\), la inestabilidad de KH se satura en un nivel numérico alto con las dos islas de gran tamaño que existen entre las dos superficies resonantes. La topología magnética inicial se deforma y se generan dos estructuras en forma de remolinos; Estas estructuras en forma de remolinos pueden dar como resultado una mejora adicional del transporte radial de plasma. Por lo tanto, para mantener una configuración estable, se requieren flujos de plasma cizallado por debajo del nivel crítico en una configuración de cizallamiento magnético débil e invertido.

(Color online) Evolución temporal de las características 2D del flujo magnético total de la inestabilidad de KH para el caso 2.

En la Fig. 8a, se puede ver que en el caso 2 el modo KH se vuelve dominante antes que en el caso 1. Una estructura magnética perturbada asimétrica se impulsa solo en la superficie resonante izquierda en la etapa lineal, lo cual es distinto de los resultados. obtenido en relación con el caso 1 (como se muestra en la Fig. 5a). En la etapa no lineal del modo KH, vemos entrelazamiento y acoplamiento entre las dos superficies resonantes para \(t > 300\); Mientras tanto, se puede ver que los modos KH se acercan entre sí en la dirección x. La Figura 8b muestra que el perfil de flujo permanece constante en la etapa lineal inicial (\(t < 100\)). Cuando las islas inducidas por KH comienzan a crecer, el perfil de flujo primero se aplana cerca de la superficie resonante izquierda. La velocidad relativa de las dos superficies resonantes disminuye debido al entrelazamiento de los dos modos KH. Una vez que las interacciones entre las superficies se vuelven lo suficientemente fuertes, la estructura de flujo zonal aparecerá alternativamente y se moverá a la región cercana a \(x = 0\). Una posible razón de este fenómeno es que el flujo zonal surge debido al proceso de reconexión magnética, que también provoca que dos superficies resonantes opuestas se atraigan entre sí, como es el caso de los DTM35. Las Figuras 8c, d muestran el flujo magnético perturbado en las superficies resonantes izquierda y derecha, respectivamente. Se puede ver que los armónicos con un número de modo alto se excitan debido a la gran cizalladura del flujo en la superficie resonante en los estados lineal y no lineal temprano de los modos KH. Sin embargo, se fusionan rápidamente entre sí durante \(t > 200\). Los modos KH acoplados giran juntos y entran en un proceso dinámico no lineal a largo plazo. Se puede observar un comportamiento diferente en la superficie resonante derecha debido a la asimetría del perfil de flujo considerado en la simulación.

(Color en línea) Evolución temporal y espacial de (a) la perturbación magnética, (b) el flujo de corte y (c y d) las perturbaciones del flujo magnético en la superficie resonante izquierda y derecha (\(\delta \psi_{ 1}\) y \(\delta \psi_{2}\)), respectivamente, para el caso 2.

Para mostrar la evolución no lineal de la inestabilidad, en la Fig. 9a se muestra el valor máximo del campo magnético perturbado \(B_{x}\) en función del tiempo. Cuando el valor absoluto de la velocidad y la cizalla son iguales, vemos que \(B_{x,\max }\), \(B_{x1,\max }\) y \(B_{x2,\max }\ ) en el caso 3 son mayores que los del caso 4. En el intervalo \(200

(Color en línea) (a) Evolución temporal del valor máximo de perturbación magnética con flujo cortante en los casos 3 y 4. (b) El ancho de las islas en función del tiempo.

La dinámica no lineal de los modos KH en las dos superficies resonantes en el caso 3 se muestra en la Fig. 10. Aquí, el número de onda está dominado por \(k_{y} \sim 2\), que es mayor que \(k_ {y} \sim 1\) observado con frecuencia en DTM considerando parámetros de simulación en el caso de un fuerte cizallamiento magnético39,41. Se ha descubierto que los modos inducidos por KH también pueden impulsarse entre sí; observamos que también giran en la dirección \(y\) pero no presentan ningún movimiento relativo, lo que da como resultado que se mantenga bien una configuración de reconexión magnética impulsada forzada asimétrica. En la etapa saturada no lineal, las líneas de campo entre las superficies resonantes se reconectan y los dos modos se superponen de manera similar a la observada en los DTM estándar35. Sin embargo, observamos que las islas secundarias generalmente observadas en la simulación de DTM no son obvias en este caso de cizallamiento magnético débil e invertido.

(Color online) Evolución temporal del flujo magnético total 2D relacionado con la inestabilidad de KH en el caso 3.

El proceso de entrelazado de las dos inestabilidades de KH se muestra en la Fig. 11. A diferencia de los DTM entrelazados, vemos que la deformación de los modos de KH es el resultado del efecto tanto de la cizalladura del flujo como del acoplamiento de modos. En la etapa no lineal, la interacción de dos modos KH induce la destrucción de las islas y posteriormente las retuerce entre las dos superficies resonantes. Por lo tanto, el modelo que incluye los efectos de la compresibilidad es más adecuado para el estudio de modos KH entrelazados en la configuración de corte magnético débil en comparación con el modelo MHD reducido.

(Color online) Evolución temporal del flujo magnético total 2D relacionado con la inestabilidad de KH en el caso 4.

En este informe, hemos simulado la interacción no lineal entre los DTM y las inestabilidades de KH con diferentes perfiles de flujo cortante utilizando el modelo MHD compresible. Se descubrió que la inestabilidad de KH puede ser impulsada por un flujo de corte con el acoplamiento de dos modos de KH en una configuración de corte magnético débil e invertida. La excitación del modo KH no depende de las posiciones de las superficies resonantes en el sistema con dos superficies resonantes. En particular, cuando el modo se convierte en un modo no resonante, el fuerte efecto estabilizador de la curvatura de la línea de campo sobre la inestabilidad de KH domina el crecimiento lineal. Se discutió en detalle la dinámica no lineal del acoplamiento entre el modo KH y el modo de desgarro en las dos superficies resonantes. En estos casos, se considera que el modo KH domina la dinámica de inestabilidad, lo que sugiere que los regímenes de cizallamiento magnético débiles son críticos para la formación de la estructura KH. Este resultado también concuerda con la teoría de la Ref.12.

Además, se descubrió que la rotación relativa de las dos superficies resonantes tiene un efecto de supresión significativo sobre los modos KH. En el caso de un flujo simétrico, se mantiene una configuración de reconexión magnética forzada asimétrica y conduce al bloqueo de modos KH dobles, pero las islas secundarias generalmente observadas en la simulación de DTM no son obvias en los casos de corte magnético débil e invertido. A diferencia del caso de los DTM entrelazados, también encontramos que el campo magnético ondulado de los modos KH es el resultado de los efectos sinérgicos de la cizalladura del flujo y el acoplamiento de modos. En la etapa no lineal, la interacción de los dos modos KH induce la destrucción de las islas y posteriormente las retuerce entre las dos superficies resonantes. El estudio del proceso de entrelazamiento de las dos inestabilidades de KH puede ser útil para comprender el mecanismo de reconexión no lineal en plasmas de cizalla magnética invertida y débil. Sin embargo, la compresibilidad del plasma, el campo gremial y los efectos relativistas58 también podrían desempeñar un papel importante en la comprensión del entrelazamiento de los modos KH en la configuración de cizallamiento magnético débil, y deben considerarse con más detalle.

Todos los datos generados o analizados durante este estudio se incluyen en este artículo publicado.

Porcelli, F. y col. Avances recientes en la reconexión magnética sin colisiones. Física del plasma. Control. Fusión 44, B389 (2002).

Artículo CAS Google Scholar

Chandrasekhar, S. Estabilidad hidrodinámica e hidromagnética. Universidad de Oxford. Presione 652, 158 (1961).

ANUNCIOS MATEMÁTICAS Google Scholar

D'Angelo, N. Inestabilidad Kelvin-Helmholtz en un plasma completamente ionizado en un campo magnético. Física. Fluidos 8(9), 1748 (1965).

ADS del artículo Google Scholar

D'Angelo, NS & Goeler, V. Investigación de la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz en un plasma de cesio. Física. Fluidos 9, 309 (1966).

ADS del artículo Google Scholar

Hasegawa, H. y col. Transporte del viento solar hacia la magnetosfera de la Tierra a través de vórtices Kelvin-Helmholtz enrollados. Naturaleza 430, 775 (2004).

ADS del artículo Google Scholar

Pu, ZY et al. Vista global de la reconexión magnética diurna con la orientación del FMI al atardecer y al amanecer: un estudio estadístico para datos de estrellas dobles y cúmulos. Geofís. Res. Letón. 34, L20101 (2007).

ADS del artículo Google Scholar

Birk, GT, Wiechen, H. & Otto, A. Amplificación del campo magnético en vientos M82 causados ​​por modos Kelvin-Helmholtz. Astrofia. J. 518, 177 (1999).

ADS del artículo Google Scholar

Yu, Q. Evolución no lineal del modo de doble desgarro neoclásico. Física. Plasmas 4, 1047 (1997).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Kelvin, L. Sobre el movimiento de sólidos libres a través de un líquido. Fil. revista 42, 362 (1871).

Google Académico

Chen, XL y Morrison, PJ El efecto de la viscosidad en el modo de desgarro resistivo con presencia de flujo cortante. Física. Fluidos B 2, 2575 (1990).

ADS del artículo Google Scholar

Ofman, L., Chen, XL y Morrison, PJ Inestabilidad del modo de desgarro resistivo con flujo de corte y viscosidad. Física. Fluidos B 3(6), 1364 (1991).

ADS del artículo Google Scholar

Ofman, L. Inestabilidad de doble desgarro con flujo de corte. Física. Fluidos B 4(9), 2751 (1992).

ADS del artículo Google Scholar

Grismayer, T., Alves, EP, Fonseca, RA & Silva, LO Generación de campo magnético dc en flujos de corte no magnetizados. Física. Rev. Lett. 111, 015005 (2013).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Liu, ZX & Hu, YD Reconexión magnética local causada por vórtices en el campo de flujo. Geofís. Res. Letón. 12, 752 (1988).

ADS del artículo Google Scholar

Liu, ZX & Pu, ZY Modelo de reconexión inducida por vórtice (II). Teoría y simulación de eventos de transferencia de flujo. Acta Geophys. Pecado. 33, 250 (1990).

Anuncios Google Scholar

Pu, ZY, Yan, M. & Liu, ZXJ Generación de inestabilidad del modo de desgarro inducida por vórtices en la magnetopausa. Geofís. Res. 95, 10559 (1990).

ADS del artículo Google Scholar

Pu, ZY, Hou, PT y Liu, ZXJ Inestabilidad del modo de desgarro inducida por vórtice como fuente de eventos de transferencia de flujo. Geofís. Res. 95, 18861 (1990).

ADS del artículo Google Scholar

Shen, C. & Liu, ZX Modo de desgarro con fuerte corte de flujo en el límite dominado por la viscosidad. Física. Plasmas 3, 4301 (1996).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Shen, C., Liu, ZX y Zhang, H. Propiedades de la inestabilidad resistiva en sistemas de láminas de doble corriente con fuertes flujos de corte. Física. Letón. A 249, 87 (1998).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Dahlburg, RB, Boncinelli, P. y Einaudi, G. La evolución de las láminas de vórtice de corriente plana. Física. Plasmas 4, 1213 (1997).

Artículo ADS MathSciNet CAS Google Scholar

Wang, X. y Bhattacharjee, A. Reconexión forzada y bloqueo de modo en plasmas cilíndricos giratorios. Física. Plasmas 4, 748 (1997).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Ma, ZW, Wang, X. & Bhattacharjee, A. Reconexión magnética forzada y persistencia de láminas de corriente en plasmas estáticos y giratorios debido a una perturbación de límite sinusoidal. Física. Plasmas 3, 2427 (1996).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Kumar, K., Bandyopadhyay, P., Sing, S., Dharodi, VS y Sen, A. Inestabilidad Kelvin-Helmholtz en un flujo de fluido de polvo comprimible. Ciencia. Representante 13, 3979 (2023).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Catto, PJ, Rosenbluth, MN y Liu, CS Inestabilidades de corte de velocidad paralela en un plasma no homogéneo con un campo magnético cortado. Física. Fluidos 16, 1719 (1973).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Haverkort, JW & Blank, HJ Estabilidad de modos localizados en plasmas tokamak giratorios. Física del plasma. Control. Fusión 53, 045008 (2011).

ADS del artículo Google Scholar

Gimblett, CG Rotación no uniforme y modo de pared resistiva. Física. Plasmas 3, 3619 (1996).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Garbet, X., Fenzi, C., Capes, H., Devynck, P. y Antar, G. Inestabilidades de Kelvin-Helmholtz en plasmas de borde de tokamak. Física. Plasmas 6, 3955 (1999).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Chapman, IT, Brown, S., Kemp, R. y Walkden, NR Inestabilidades de Kelvin-Helmholtz de corte de velocidad toroidal en plasmas tokamak fuertemente giratorios. Núcleo. Fusión 52, 042005 (2012).

ADS del artículo Google Scholar

Li, JH y Ma, ZW Funciones de los flujos de cizalla superalfvénicos en Kelvin-Helmholtz y la inestabilidad de desgarro en plasma compresible. Física. Scripta 86, 045503 (2012).

Artículo ADS MATEMÁTICAS Google Scholar

Budny, RV Simulaciones de experimentos de deuterio-tritio en TFTR. Núcleo. Fusión 32, 429 (1992).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Rogister, A., Hasselberg, G., Li, D. y Khalil, SK Inestabilidades no ideales de Kelvin-Helmholtz de un borde de plasma con flujo de masa paralelo. Física del plasma. Control. Fusión 34(7), 1265–1289 (1992).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Zagόrski, R., Gerhauser, H. & Claaßen, HA Análisis numérico de las inestabilidades del plasma en el plasma de borde del tokamak TEXTOR. J. Nucl. Madre. Rev. 266–269, 1261–1266 (1999).

ADS del artículo Google Scholar

Wahlberg, C., Graves, JP y Chapman, Análisis de TI de inestabilidades hidromagnéticas globales impulsadas por flujos toroidales fuertemente cizallados en plasmas tokamak. Física del plasma. Control. Fusión 55, 105004 (2013).

ADS del artículo Google Scholar

Fan, DM, Wei, L., Wang, ZX, Zheng, S. y Duan, P. Dominios inestables de desgarro e inestabilidades de Kelvin-Helmholtz en un plasma cilíndrico giratorio. Física. Plasmas 21, 092515 (2014).

ADS del artículo Google Scholar

Wang, ZX y cols. Régimen de reconexión resistiva rápida en la evolución no lineal de modos de doble desgarro. Física. Rev. Lett. 99, 185004 (2007).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Wang, ZX, Wang, X., Dong, JQ, Kishimoto, Y. & Li, JQ Flujos de corte inducidos por la evolución no lineal de modos de doble desgarro. Física. Plasmas 15, 082109 (2008).

ADS del artículo Google Scholar

Dewar, RL y Persson, M. Modos de desgarro acoplados en plasmas con rotación diferencial. Física. Fluidos B 5, 4273 (1993).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Dong, JQ, Mahajan, SM y Horton, W. Modo de doble desgarro en plasmas con viscosidad electrónica anómala. Física. Plasmas 10, 3151 (2003).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Wang, XQ, Xu, WB y Wang, ZX Efecto de perfil de flujos de corte en modos de doble desgarro. Física del plasma. Control. Fusión 53, 062003 (2011).

ADS del artículo Google Scholar

Yu, Q. & Günter, S. Sobre la estabilización de modos de desgarro neoclásicos mediante ondas de ciclotrón de electrones en fase. Física del plasma. Controlar. Fusión 40, 1989 (1998).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Wang, XQ, Wang, X., Xu, WB & Wang, ZX Enclavamiento y saturación no lineal de modos de doble desgarro en plasmas con rotación diferencial. Física. Plasmas 18, 012102 (2011).

ADS del artículo Google Scholar

Abbott, S. y Germaschewski, K. Efecto de las derivas diamagnéticas de los electrones en modos cilíndricos de doble desgarro. arXiv:1508.01959 (2015).

Shen, C. y Liu, ZX Procesos de reconexión magnética en múltiples sistemas de láminas actuales con fuerte corte de flujo. Física del plasma. Control. Fusión 40, 1 (1998).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Mao, A., Li, J., Kishimoto, Y. y Liu, J. Dinámica de interacción no lineal entre el modo de doble desgarro y la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz. Conferencia JPS. Proc. 1, 015013 (2014).

Google Académico

Fermo, RL, Drake, JF y Swisdak, M. Islas magnéticas secundarias generadas por la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz en una lámina de corriente de reconexión. Física. Rev. Lett. 108, 255005 (2012).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Mao, A., Li, J., Liu, J. y Kishimoto, Y. Evolución no lineal de la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz en la configuración de doble hoja actual. Física. Plasmas 23, 032117 (2016).

ADS del artículo Google Scholar

Arakawa, H. y col. Dinámica de remolinos, ondas de deriva y flujo zonal en un plasma magnetizado lineal. Ciencia. Representante 6, 33371 (2016).

Artículo ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Knoll, DA & Chacón, L. Reconexión magnética en la inestabilidad bidimensional de Kelvin-Helmholtz. Física. Rev. Lett. 88, 21 (2002).

Artículo de Google Scholar

Joffrin, E. y col. q= 1 experimentos avanzados de tokamak en JET y comparación con ASDEX Upgrade. Física del plasma. Control. Fusión 44, 1203 (2002).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Brennan, DP, Kim, CC y La Haye, RJ q= 1 experimentos avanzados de tokamak en JET y comparación con ASDEX Upgrade. Núcleo. Fusión 52, 033004 (2012).

ADS del artículo Google Scholar

Breslau, JA et al. Inicio y saturación de un modo interno no resonante en NSTX e implicaciones para los modos AT en ITER. Núcleo. Fusión 51, 063027 (2011).

ADS del artículo Google Scholar

Shimada, M. y col. Capítulo 1: Visión general y resumen. Núcleo. Fusión 47, 1 (2007).

Artículo de Google Scholar

Zonca, F. et al. Espinas de pescado electrónicas: teoría y evidencia experimental. Núcleo. Fusión 47, 1588 (2007).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Waelbroeck, FL Hojas actuales y crecimiento no lineal del modo de desgarro por torsión m = 1. Física. Fluidos B 1, 2372 (1989).

Artículo ADS CAS Google Scholar

Wang, X. & Bhattacharjee, A. Reconexión forzada y formación de láminas actuales en el modelo de Taylor. Física. Fluidos B 4, 1795 (1992).

ADS del artículo Google Scholar

Bi, H., Wei, L., Fan, DM, Zheng, S. & Wang, ZX Excitaciones del modo de desgarro y del modo Kelvin-Helmholtz en plasmas cilíndricos giratorios. Acta Phys. Pecado. 65, 225201 (2016).

Artículo de Google Scholar

Priest, ER La magnetohidrodinámica de las láminas actuales. Prog. Rep. Física. 48, 955 (1985).

ADS del artículo Google Scholar

Hamlin, ND y Newman, WI El papel de la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz en la evolución de flujos de plasma cizallados relativistas magnetizados. Física. Rev. E 87, 043101 (2013).

ADS del artículo Google Scholar

Yao, Y. et al. Simulaciones girocinéticas de modos de doble desgarro en plasma toroidal. Física. Letón. A 417, 127681 (2021).

Artículo CAS MATH Google Scholar

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Este trabajo fue apoyado por la Fundación Nacional de Ciencias Naturales de China bajo las subvenciones Nos. 11975188, U22A20262, el Programa Nacional Clave de I+D de China bajo las subvenciones Nos. 2019YFE03020002, 2022YFE03070000, 2022YFE03070001 y el Proyecto del Plan de Ciencia y Tecnología en la provincia de Sichuan de China bajo subvención. Nos. 2022JDJQ0036.

Instituto de Ciencias de la Fusión, Escuela de Ciencias Físicas y Tecnología del Suroeste, Universidad Jiaotong, Chengdu, 610031, China

Z. Li, XQ Wang, Y. Xu, HF Liu y J. Huang

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Correspondencia a XQ Wang.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Li, Z., Wang, XQ, Xu, Y. et al. Interacción no lineal entre el modo de doble desgarro y la inestabilidad de Kelvin-Helmholtz con diferentes flujos de corte. Informe científico 13, 13559 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-40920-0

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Recibido: 21 de marzo de 2023

Aceptado: 18 de agosto de 2023

Publicado: 21 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-40920-0

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