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柴田 欣秀; 諫山 明彦; 松永 剛; 河野 康則; 宮本 斉児*; Lukash, V.*; Khayrutdinov, R.*; JT-60チーム
Plasma and Fusion Research (Internet), 9(Sp.2), p.3402084_1 - 3402084_5, 2014/06
トカマク装置におけるディスラプション現象ではプラズマ電流が急激に減少する電流クエンチが存在する。この電流クエンチ時にはプラズマ電流の減衰率に比例して真空容器等に電磁力が発生するため、プラズマ電流の減衰を抑制する必要がある。今までの研究においては電流クエンチ初期では電子温度分布の変化が電流減衰時間を決定していることが明らかにされている。本研究では電流クエンチ初期以降のプラズマ電流の減衰に電子温度が与える影響を調べるため、ディスラプションコードDINAを用いて電流クエンチ全体のシミュレーションを実施した。電流クエンチの初期は計測された電子温度分布を、初期以降は仮定した電子温度分布を用いて計算を行った。電子温度が計測できている最後の時刻以降は変化しないと仮定した場合、計測されたプラズマ電流値と近い時間変化が得られた。しかし、電流クエンチ初期以降では電子温度は計測限界値以下まで減少しているため、今回用いた仮定は実際の状況とは異なる。また、プラズマ断面積の振る舞いも実際に評価したものとは異なっていた。プラズマ電流の減少は様々なパラメータが関与するため、電子温度分布の影響を切り分ける必要がある。DINAコードを使用して様々な電子温度モデルで計算することにより、電子温度がプラズマ電流の減衰に与える影響を調査した結果を発表する。
柴田 欣秀; 諫山 明彦; 宮本 斉児*; 河上 翔*; 渡邊 清政*; 松永 剛; 河野 康則; Lukash, V.*; Khayrutdinov, R.*; JT-60チーム
Plasma Physics and Controlled Fusion, 56(4), p.045008_1 - 045008_8, 2014/04
被引用回数:2 パーセンタイル:15.56(Physics, Fluids & Plasmas)JT-60Uのディスラプションにおいて、電流クエンチ初期のプラズマ電流の減衰をディスラプションシミュレーションコード(DINA)と計測された電子温度分布を用いて計算した。電流減衰時間が短い放電では、熱クエンチ直後の電子温度分布は既にピークしており、電流クエンチ中にあまり変化しなかった。一方、電流減衰時間が長い放電では、熱クエンチ直後の電子温度分布は電流減衰時間が短い放電に比べて広がりを持っており、電流クエンチ中に電子温度分布の収縮が観測された。そのような放電では、プラズマ外部インダクタンスはほとんど変化しないが、プラズマ内部インダクタンスの増加がDINAコードの計算でも観測された。一連の計算により、プラズマ内部インダクタンスの増加は、周辺領域の電子温度が減少し、プラズマ中心に電流が拡散することにより発生していることが分かった。また、本研究ではDINAコードを用いることにより、プラズマ周辺部の電子温度の加熱を用いることによりプラズマ電流の減衰時間を長くする方法を提案した。
河上 翔*; 柴田 欣秀; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 諫山 明彦; 滝塚 知典*; 河野 康則; 岡本 征晃*
Physics of Plasmas, 20(11), p.112507_1 - 112507_6, 2013/11
被引用回数:2 パーセンタイル:8.94(Physics, Fluids & Plasmas)JT-60Uでは、ネオンガスパフディスラプションの電流クエンチの初期フェイズにおけるプラズマ電流減衰時間は、内部インダクタンスの増加率によって大きく影響されることが分かっていた。このフェイズにおいて内部インダクタンスが増加する理由を調べるために、電子温度(抵抗率)分布と電流密度分布の時間変化に着目し、数値計算を実施した。その結果、内部インダクタンスが増加する理由を解明した。電流クエンチ開始直後の電流密度分布は、数値計算で得られる定常状態での電流密度分布より広い分布をしており、電流密度分布はその後中心ピークした形へ変化していき、それに伴い内部インダクタンスが増加することを明らかにした。
柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 岡本 征晃*; 諫山 明彦; 栗原 研一; 大山 直幸; 仲野 友英; 河野 康則; 松永 剛; et al.
Plasma and Fusion Research (Internet), 6, p.1302136_1 - 1302136_4, 2011/10
トカマクで発生するディスラプション時の電流減衰時間のモデルとして、プラズマインダクタンスとプラズマ抵抗のみで電流減衰時間を表現するモデルがその簡便さから使用されている。しかし、過去の著者らの研究において、(1)JT-60Uの密度限界ディスラプションでは電流減衰初期のプラズマインダクタンスの時間変化が電流減衰時間に大きく影響を与えているためモデルは実験結果を再現することができないこと、及び(2)プラズマインダクタンスの時間変化を考慮した「改良モデル」を用いることにより実験結果が再現できることがわかった。また、今回、このモデルの適用範囲が拡大できるか明らかにするため、別の原因で発生したディスラプションに対してモデルの検証を行った。対象としてはJT-60Uで発生した高ディスラプションのデータを用いた。その結果、前回同様、プラズマインダクタンスの時間変化を考慮することにより実験での電流減衰時間とモデルによる予測値がよく一致することがわかった。このことは、ディスラプションの発生原因が異なる場合でもプラズマインダクタンスの時間変化を考慮した改良電流減衰モデルで電流減衰時間が記述できることを示している。
柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 岡本 征晃*; 大野 哲靖*; 諫山 明彦; 栗原 研一; 仲野 友英; 大山 直幸; 河野 康則; 松永 剛; et al.
Nuclear Fusion, 50(2), p.025015_1 - 025015_7, 2010/01
被引用回数:14 パーセンタイル:52.54(Physics, Fluids & Plasmas)JT-60Uのディスラプション時のプラズマ電流の減衰時間を計測データ及び平衡解析から得られた値を用いて詳細に評価した。まず、電子温度を電子サイクロトロン放射及びヘリウムI線強度比から独立に評価し、それぞれの値から得られたプラズマ抵抗値をモデルに適用して電流減衰時間を算出した。その結果、実験での電流減衰時間が長い(100ms)領域ではモデルから算出した電流減衰時間は実験値と同程度であるが、電流減衰時間が短くなるにつれモデルでの値が実験値よりも大きくなり、実験での電流減衰時間が10ms程度の領域ではモデルでの値は1桁程度大きく評価されることがわかった。次に、内部インダクタンスをCauchy Condition Surface法により評価するとともに、内部インダクタンスの時間変化を考慮するようにモデルを改良した。その結果、広い電流減衰時間の範囲(10100ms)に渡り実験値と近い値が得られ、内部インダクタンスの時間変化の効果が重要であることがわかった。
柴田 欣秀*; 大野 哲靖*; 岡本 征晃*; 仲野 友英; 河野 康則
no journal, ,
JT-60Uのディスラプション時の電流減衰時間を、ヘリウムの発光線の強度比から評価した電子温度の関数として調べた。プラズマ断面積で規格化した電流減衰時間は、L/Rモデルでは電子温度に対して単調に増加するが、測定した電子温度に対しては明瞭な依存性は見られず、絶対値も1桁から2桁異なる。ヘリウム発光線から評価した電子温度がプラズマのどの位置の温度を反映しているかが明らかでないことが原因であると考えられる。
岡本 征晃*; 柴田 欣秀*; 大野 哲靖*; 高村 秀一*; 仲野 友英; 河野 康則; 杉原 正芳*
no journal, ,
トカマクプラズマのディスラプション時に真空容器にかかる電磁力を推定するにはプラズマ電流の減衰時間を正確に定めることが重要で、プラズマをコイルと抵抗からなる閉回路とみたてたL/Rモデルによると、それは電子温度の3/2乗に比例する。ディスラプション発生時には莫大な熱負荷がかかるためラングミュアプローブを挿入して電子温度を定めることは困難である。そこでわれわれは電子温度に敏感な中性ヘリウムの発光線を高時間分解で測定する方法を用いた。熱クエンチ発生直後に、電子温度が急激に低下するのが観測された。この低下した後の電子温度をディスラプション中のプラズマの温度と考え、それと電流消滅時間の関係をデータベース化した。しかし、現状では明確な依存性は見いだされていない。
柴田 欣秀*; 岡本 征晃*; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 河野 康則; 諫山 明彦; 坂本 宜照; 大山 直幸; 栗原 研一; 後藤 基志*
no journal, ,
トカマクにおいては、真空容器に大きな熱負荷や電磁力を与えるディスラプションを制御することは重要な研究課題である。真空容器に発生する電磁力を正確に見積もるためにはプラズマ電流減衰時間の正確な予測が必要であり、現在、プラズマ抵抗とインダクタンスを用いて電流減衰時間を評価するモデルが専ら用いられている。プラズマ抵抗率は電子温度の3/2乗に反比例することから、モデルではプラズマ電流減衰時間はの3/2乗に比例する。まず、電流減衰時の電子温度を正確に評価するため、He線強度比法より電子温度を求め電子温度と電流減衰時間との関係を調べたが、モデルで予測されている依存性は実験データでは見られなかった。この原因として、モデルではとが時間的に変化しないという仮定のもとで導かれていることがあると考え、モデルにの時間変化を取り入れて電流減衰時間を再評価し実験値を比較したところ、広い電子温度の範囲で良い一致が見られた。これは電流減衰初期の減衰時間の評価ではプラズマ抵抗だけではなく、インダクタンスの時間変化も考慮しなければならないことを示している。
柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 岡本 征晃*; 大野 哲靖*; 諫山 明彦; 栗原 研一; 大山 直幸; 仲野 友英; 河野 康則; 松永 剛; et al.
no journal, ,
トカマク型核融合装置で発生するディスラプション時の電磁力を評価する方法として電流クエンチ時の電流減衰時間の予測が考えられている。電流減衰時間の予測の一般的なモデルとしてモデルという単純なモデルがこれまでに使われてきた。過去の研究において限定的なディスラプション放電でモデル検証が行われ、電流減衰初期においてはモデルは成り立たず、プラズマインダクタンスの時間変化が電流減衰時間に大きく影響を与えていることがわかっている。しかし、さまざまなディスラプション放電でモデルの検証は行われておらず、一般的なモデル検証のためには広いパラメータの放電に対してモデルの検証が必要である。そこで、今回プラズマ表面の安全係数が4-13、プラズマ断面積が2.5-4mという広いパラメータを有したディスラプション放電においてモデルの検証を行った。実際に評価した結果、このように広いパラメータ範囲におけるディスラプションでも各放電において電流減衰初期ではプラズマインダクタンスの時間変化が大きいことがわかった。すなわち、JT-60Uにおけるディスラプション時の一般的な電流減衰モデルにはモデルは適さず、プラズマインダクタンスの時間変化を考慮した電流減衰モデルが適していることがわかった。
柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 岡本 征晃*; 諫山 明彦; 栗原 研一; 大山 直幸; 仲野 友英; 河野 康則; 松永 剛; et al.
no journal, ,
ディスラプション時に真空容器等に発生する電磁力は電流クエンチ時の電流減衰時間から予測される。これまで、電流減衰時間の予測の一般的なモデルとしてプラズマの抵抗とインダクタンスだけで評価するL/Rモデルが使われてきた。しかし、JT-60Uの多量ガスパフディスラプション放電では、電流クエンチ時でもプラズマ中心で数100eV程度の電子温度を有しており、電流減衰初期において単純なL/Rモデルが成り立たないことが過去に示された。今回、これまでとは電子温度,電流分布,加熱方式が異なる定常負磁気シア放電のディスラプション時の電流減衰時間と電子温度の関係について調べた。その結果、電流減衰初期の電子温度()が数倍程度異なっているにもかかわらず電流減衰時間がほぼ同じとなる場合があることがわかった。このことは今回解析した放電においてもプラズマ抵抗()以外の効果の寄与が電流減衰時間を決定するうえで重要であることを示唆している。
柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 岡本 征晃*; 諫山 明彦; 栗原 研一; 大山 直幸; 仲野 友英; 河野 康則; 杉原 正芳*
no journal, ,
トカマク型核融合装置で発生するディスラプション時の電流減衰時間の予測の一般的なモデルとして、インダクタンスLと抵抗Rの比のみで表すL/Rモデルが使用されている。しかし、過去の著者らの研究により、L/Rモデルでは実験データを再現できず、また電流減衰初期においてはプラズマインダクタンスの時間変化が電流減衰時間に大きな影響を与えていることが明らかになった。しかし、この検証では放射崩壊によるディスラプションのみを用いてモデルの検証を行っていたため、より一般的なモデル検証のためには別の原因で発生したディスラプションに対してもモデルの検証を行うことが必要となっていた。そこで、今回JT-60Uで発生した高ディスラプション放電においてモデルの検証を行った。その結果、CCSコードから得られた電流減衰時間は実験値から評価した電流減衰時間より短くなることがわかった。そこで、電子サイクロトロン放射計測から評価した電子温度分布を用いて電子温度のみが変化するという仮定でプラズマインダクタンスの時間変化率を評価し、CCSから評価できる値と比較した。その結果、電子温度の変化より求めた電流減衰時間は実験値よりはるかに大きくなり、電子密度等の変化も考慮する必要があることがわかった。
柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 岡本 征晃*; 諫山 明彦; 栗原 研一; 大山 直幸; 仲野 友英; 河野 康則; 松永 剛; et al.
no journal, ,
JT-60Uの高プラズマ放電ではマイナーコラプスが多く発生している。マイナーコラプスはメジャーディスラプションとは違い、一度プラズマの閉じ込めは悪くなり電流減衰が始まるが、その後、定常状態時のプラズマ電流まで回復する。電流減衰時間の制御の観点から考えるとこの現象を調べることにより、電流減衰時間の制御方法の確立を行える可能性がある。そこで、本研究ではマイナーコラプスとメジャーディスラプション時の電子温度や磁気計測などのプラズマ計測を比較することにより両現象中の電流減衰の違いを調べた。両現象において電流スパイク発生中では内部インダクタンスは上昇するが、マイナーコラプスの電流減衰時ではは緩やかに減少、ディスラプションの電流減衰時では引き続きが上昇するという異なる振舞いをしていた。また、マイナーコラプスでは電流減衰時のプラズマ周辺部の電子温度は一旦減少し、その後元の状態まで回復するが、ディスラプションでは周辺部からの減少が始まり、最終的にプラズマ中心部のも低下していた。このことから、電流減衰時のの変化が異なる原因の1つとしての振る舞いの違いが考えられる。
河上 翔*; 柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 梶田 信*; 岡本 征晃*; 諫山 明彦; 杉原 正芳*; 河野 康則; Lukash, V. E.*; et al.
no journal, ,
トカマク型核融合装置においてディスラプションが発生すると第一壁や真空容器に熱的・電磁的な負荷を与えることから、ディスラプションの特性を理解して予測・回避・緩和のためのシナリオを確立することが重要である。今回、ディスラプション発生時のプラズマ電流の減衰過程に関して、JT-60Uの実験結果と2次元軸対称MHD平衡計算コードDINAの計算結果とを比較した。DINAの計算においてパワーバランスから解いた電子温度を用いた場合、プラズマ電流の時間発展は実験に比べて速い減衰となった。また、電子温度を100eV、実効電荷を17で一定値として計算した場合、プラズマ電流とプラズマ断面積の減衰は実験とよい一致を示したが、ディスラプション開始時刻における内部インダクタンスは実験値より低くなり、その時間発展も実験とは異なるものとなった。DINAでは電子温度分布を一定としているが、実際は一定ではない分布を持つことから、内部インダクタンスの差異の原因の1つとして電子温度分布が考えられる。
柴田 欣秀*; 渡邊 清政*; 大野 哲靖*; 岡本 征晃*; 諫山 明彦; 河野 康則
no journal, ,
トカマク装置ではプラズマの平衡を維持するためにプラズマ電流が不可欠であるが、ヘリカル装置においては外部コイルのみで平衡維持に必要な磁場を形成することができる。トカマク装置とヘリカル装置の平衡におけるプラズマ電流の役割を明らかにするため、JT-60UとLHD(トロイダル電流あり)における放電終了時のプラズマパラメータの時間発展を比較した。プラズマ電流の波形に着目したところ、JT-60Uの放電終了時の多くにおいて電流ランプダウンの終盤に電流が一時的に急激に上昇(ポジティブスパイクと呼ぶ)し、その後に減衰していることがわかった。ポジティブスパイク発生前には電子温度の急激な減少が観測されており、一連の結果からディスラプションと同様の現象が発生していると推測される。一方、LHDではJT-60Uと同様の急激な電流減衰が観測されるものの、ポジティブスパイクは観測されないことがわかった。電流減衰前に電子温度の急激な変化が見られないことから、ヘリカル装置の急激な電流減衰はトカマク装置のそれとは違う原因で発生している可能性が高い。
柴田 欣秀; 井手 俊介; 藤田 隆明; 諫山 明彦; 渡邊 清政*; 大山 直幸; 栗原 研一; 河野 康則; 杉原 正芳*
no journal, ,
大型トカマク装置のディスラプション時に真空容器等に発生する電磁力は電流減衰時間に反比例して大きくなるため、電流減衰時間の評価が重要となる。本研究では20062008年にJT-60Uで行われた高ブートストラップ電流割合実験、抵抗性壁モード実験中に発生したディスラプションを対象とし、電流減衰時間のプラズマパラメータ依存性について調査した。電流減衰が速い放電ではプラズマインダクタンスの時間変化が10eVを仮定したプラズマ抵抗に比べても56倍程度大きく、プラズマインダクタンスの時間変化が電流減衰時間の決定に大きく関与していることが判明した。また、高ブートストラップ電流割合実験においてディスラプション発生前の電子温度分布を調べたところ、電子温度分布はほぼ同じなのにもかかわらず、電流減衰時間,プラズマインダクタンスの時間変化に24倍程度の違いが生じる場合があることが明らかになった。今回解析した放電ではプラズマパラメータ、放電条件はほぼ同じであるが、このような違いが生じる理由としてはディスラプション前に発生するMHD不安定性のモードや大きさに違いがある可能性があることが判明した。
河上 翔*; 大野 哲靖*; 渡邊 清政*; 柴田 欣秀; 岡本 征晃*; 宮本 斉児; 諫山 明彦; 杉原 正芳*; 河野 康則; Lukash, V. E.*; et al.
no journal, ,
JT-60Uの大量ネオンガスパフによるディスラプション実験において、電流減衰の初期段階の内部インダクタンスの増加が電流減衰時間の値に影響を及ぼすことが以前実験的に検証されたが、物理機構は十分解明されていなかった。本研究では、2次元軸対称シミュレーションコードDINAを用いることにより、ディスラプション中の電子温度分布がの時間変化に与える影響を解析した。まず、電子温度分布を空間一定とした場合、は実験での観測とは逆に時間的に減少した。次に、実験時に得られた電子温度分布を用いて計算した場合、は時間的にほぼ一定となった。このことは、電子温度の分布を考慮することでを実験結果を再現する方向に近づけることができるものの、これだけでは不十分であることを示唆している。今回の計算では計測の困難さなどの理由から空間一定としているパラメータがあるが、これらの分布もの時間変化に影響を及ぼしている可能性がある。
柴田 欣秀; 諫山 明彦; 宮本 斉児; 松永 剛; 河野 康則; 杉原 正芳*
no journal, ,
ディスラプション時に発生する電磁力はプラズマ電流の減衰時間に反比例して大きくなるため、電流減衰時間の評価が重要となる。今までの著者らの研究により電流減衰時間はプラズマ電流密度分布の時間変化で決定されていることが判明している。電流密度分布は電流拡散により決定され、電流拡散は電子温度分布の振る舞いに非常に影響される。本研究では電子温度計測とさまざまな電流減衰時間の比較が行うことができるJT-60Uで発生したディスラプション(高ブートストラップ電流割合実験)において電子温度分布が電流減衰時間に与える影響について調査した。計測された電子温度分布の振る舞いと電流減衰時間を比較したところ、ディスラプション中は非常に中心にピークした電子温度分布をしており、分布の幅の時間変化(減少)が大きい放電ほど電流密度分布のピーク化、電流減衰時間が早いことが判明した。電流密度分布がどのよう変化するのかを調べるために、ディスラプションシミュレーションコード(DINA)を用いて放電を再現したところ、規格化小半径で0.5ぐらいまで10eVという低い電子温度が存在すれば、周辺部に局所的な電流密度分布のピークが発生し、それがプラズマ内部に移動することにより実験で観測された内部インダクタンスの増加、プラズマ電流の減少が再現できることが判明した。また、電流減衰時間の早い放電では電子温度分布の時間変化が電流密度分布のピーク化に影響することも計算により確認した。
嶋田 祥宏*; 柴田 欣秀; 中村 裕司*; 渡邊 清政*; 河上 翔*; 宮本 斉児; 諫山 明彦; 松永 剛; 杉原 正芳*
no journal, ,
JT-60Uの高自発電流割合プラズマ放電ではマイナーコラプスという、ディスラプションまでは至らないがプラズマの閉じ込めが一時的に悪くなる現象が多く観測されている。この現象は一旦電流が減少し始めると放電停止まで電流が減衰するメジャーディスラプションとは振る舞いが異なるため、ディスラプション制御の観点から大変興味深い。そこで本研究では、プラズマの時間発展を含むMHD平衡計算コードDINAを用いて、マイナーコラプス時にプラズマ電流の減衰が止まり、そこから反転してプラズマ電流の上昇が起こるメカニズムの解明を目的としている。JT-60Uではプラズマ電流が減衰する過程で、プラズマ電流の減少を防ぐために周回電圧を印加する制御を行っている。そこでJT-60Uのオーミック(F)コイルの電流値を外部から入力できるようにDINAコードの改良を行い、周回電圧の効果を調べた。その結果、周回電圧はプラズマ電流の増加につながっているが実験の電流の増加は再現できず、この現象は他の影響によるものと考えられる。また、マイナーコラプス発生直後の電流減衰においては、電流密度分布の変化が電流減衰に与える影響が大きいことは過去の研究で判明している。そこで本発表では電子温度分布の時間発展と電流密度分布の時間変化の関係性、またそれらが電流の時間発展に与えている影響について調べた。
畠山 昭一*; 筒井 広明*; 飯尾 俊二*; 嶋田 隆一*; 柴田 欣秀; 大野 哲靖*; 秋山 毅志*; 鈴木 康浩*; 渡邊 清政*
no journal, ,
縦長断面トカマクは閉じ込めがよく高ベータ化に有利であるものの垂直方向に不安定な配位である。特にディスラプション中には垂直移動現象(VDE)が発生し、第一壁損傷の原因となる。われわれはVDE抑制のための非軸対称なサドル形状コイルを提案した。本発表では、原理実証のために設計・製作中の縦長断面な小型トカマク装置について報告する。設計ではまずトロイダル磁場のリップル低減のためにトロイダル磁場コイルの形状、配置を調整した。リップルは閉じ込めを劣化させるので、低リップル領域がプラズマの横幅を規定する。磁性体である加熱・電流駆動用の鉄芯を含んだ磁場の有限要素法解析を行った。本装置ではプラズマサイズを優先し、リップル率2%以下の領域をプラズマ生成領域とした。次にプラズマの非円形度を1.8とし、リップル率から決まる横幅と合わせて、縦長な矩形断面真空容器の寸法を決定した。垂直磁場コイルの位置は、計測ポートへのアクセスがよく、プラズマの縦長化に必要なコイル電流値を小さくするように決定した。垂直位置安定性の指標であるn-indexも計算し、位置制御性の良い円形断面プラズマでの着火電流立ち上げも成立することを確認した。
畠山 昭一*; 三浦 弘雅*; Yao, Z.*; 筒井 広明*; 飯尾 俊二*; 柴田 欣秀; 大野 哲靖*; 渡邊 清政*; 秋山 毅志*; 中村 一男*
no journal, ,
縦長断面トカマクは高ベータ化に有利であるものの垂直方向に不安定な配位である。特にディスラプション中には垂直移動現象(VDE)が発生し、熱負荷・電磁力により第一壁損傷の原因となる。我々は摂動磁場コイルによる垂直位置不安定性の改善を提案した。コイル電流は直流電流で構わず、能動的な制御を必要としない。本発表では、原理実証のために製作中の縦長断面な小型トカマク装置について報告する。製作にあたって工学的課題になるのが、トロイダル磁場コイルの電磁力である。コイルには働く力は、フープ力に由来する正味の向心力、垂直磁場による転倒力に分けられる。特に向心力は、本製作装置であっても、コイル1つにつき500kgf程度と非常に大きい。支持構造の設計のため、有限要素法解析による応力解析を行った。設計では、小型装置特有のパルス的な通電による撃力に耐えるため、安全率を8程度とした。巻線・支持構造一式を試作して、強度試験を行った。試験では電磁力を模擬するために、想定される電磁力の2倍である1000kgfのおもりをコイルに吊り下げた。これにより、静荷重においては十分な安全性が確認された。同時にひずみゲージによる応力測定も行い、変形は安全な弾性領域にあると確認できた。並行してコイル系の電源として、コンデンサバンク・フライホイール誘導発電機を整備した。模擬コイルへ通電試験を行い、トカマク運転で想定されるコイル電流の生成を実現できた。