BRPI0216000B1

BRPI0216000B1 - Method for containing plasma of ions and electrons within a camera

Info

Publication number: BRPI0216000B1
Application number: BRPI0216000-5A
Authority: BR
Inventors: Rostoker Norman; Binderbauer Michl; Qerushi Artan; Tahsiri Hooshang; Garate Eusebio; Bystritskii Vitaly
Original assignee: The Regents Of The University Of California
Priority date: 2001-02-01
Filing date: 2002-02-01
Publication date: 2017-10-17
Also published as: US10217531B2; US20090168945A1; US20030221622A1; IL188654A0; EP1356717A2; IL188654A; DE60235959D1; EP2187713A3; US20030230240A1; AU2002245362C1; KR100883619B1; EA200300853A1; US7026763B2; US20160189803A1; EA011288B1; KR100883621B1; SK288442B6; JP2010243501A; US8461762B2; CA2437360C

Description

"MÉTODO PARA CONFINAMENTO DE PLASMA DE ÍONS E ELÉTRONS DENTRO DE UMA CÂMARA" Dividido do PI 0206814-1, depositado em 1 de fevereiro de 2002.

CAMPO DA INVENÇÃO A invenção se refere genericamente ao campo de física de plasma, e especificamente a métodos e aparelhos para confinar plasma. O confinamento de plasma é particularmente de interesse com o propósito de possibilitar uma reação de fusão nuclear.

FUNDAMENTOS DA INVENÇÃO

Fusão é o processo através do qual dois núcleos leves combinam para formar um núcleo mais pesado. O processo de fusão libera uma tremenda quantidade e energia na forma de partículas de deslocamento rápido. Devido ao fato dos núcleos atômicos serem positivamente carregados - devido aos prótons contidos nos mesmos - há uma forma eletrostática repulsiva, ou Coulomb, entre os mesmos. Para que dois núcleos se fundam, essa barreira repulsiva deve ser superada, o que ocorre quando dois núcleos são aproximados suficientemente, um do outro, onde as forças nucleares de curto alcance se tornam fortes o suficiente para superar a força Coulomb e fundir os núcleos. A energia necessária para que os núcleos superem a barreira Coulomb é provida por suas energias térmicas, as quais devem ser muito elevadas. Por exemplo, a taxa de fusão pode ser considerável se a temperatura for pelo menos da ordem de 104 eV - correspondendo aproximadamente a 100 milhões de graus Kelvin. A taxa de uma reação de fusão é uma função da temperatura, e é caracterizada por uma quantidade chamada reatividade. A reatividade de uma reação D-T, por exemplo, tem um pico amplo entre 30 keV e 100 keV. Reações de fusão típicas incluem: D + D -> (He3(0,8 MeV) + n(2,5 MeV) , D + T -> a(3,6 MeV) + n(14,1 MeV), D + He3 -> CC(3,7 MeV) + p(14,7 MeV), e p + B11 -> 3a(8, 7 MeV), onde D indica deutério, T indica trítio, α indica um núcleo de hélio, n indica um nêutron, p indica um próton, He indica hélio, e B11 indica Boro-11. Os números em parênteses em cada equação indicam a energia cinética dos produtos de fusão.

As primeiras duas reações relacionadas acima - as reações D-D e D-T - são neutrônicas, o que significa que a maior parte da energia de seus produtos de fusão é carregada por neutrônios rápidos. As desvantagens de reações neutrônicas são que (1) o fluxo de neutrônios rápidos cria muitos problemas, incluindo dano estrutural das paredes do reator e elevados níveis de radioatividade para maior parte dos materiais de construção; e (2) a energia de neutrônios rápidos é coletada mediante conversão de sua energia térmica em energia elétrica, o que é muito ineficiente (menos do que 30%). As vantagens de reações neutrônicas são que (1) sua reatividade atinge o máximo em uma temperatura relativamente baixa; e (2) suas perdas devido à irradiação são relativamente baixas porque os números atômicos de deutério e trítio são 1.

Os reagentes nas outras duas equações - D-He3 e p- Β11 - são chamados de combustíveis avançados. Em vez de produzir neutrônios rápidos, como nas reações neutrônicas, seus produtos de fusão são partículas carregadas. Uma vantagem dos combustíveis avançados é gue eles criam um número muito menor de neutrônios e portanto sofrem menos das desvantagens associadas aos mesmos. No caso de D-He3, alguns neutrônios rápidos são produzidos por reações secundárias, mas esses neutrônios respondem apenas por aproximadamente 10% da energia dos produtos de fusão. A reação p-B11 é livre de neutrônios rápidos, embora a mesma produza alguns neutrônios lentos que resultam das reações secundárias porém criam bem menos problemas. Uma outra vantagem dos combustíveis avançados é que a energia de seus produtos de fusão pode ser coletada com elevada eficiência, de até 90%. Em um processo de conversão direta de energia, seus produtos de fusão carregados podem ser tornados mais lentos e sua energia cinética convertida diretamente em eletricidade.

Os combustíveis avançados também têm desvantagens. Por exemplo, os números atômicos dos combustíveis avançados são superiores (2 para He3 e 5 para B11) . Portanto, suas perdas de irradiação são maiores do que nas reações neutrônicas. Além disso, é muito mais difícil causar a fusão dos combustíveis avançados. Suas reatividades máximas ocorrem em temperaturas muito mais elevadas e não atingem tão alto quanto à reatividade para D-T. Causar uma reação de fusão com os combustíveis avançados dessa forma exige que eles sejam levados para um estado de energia superior onde sua reatividade é significativa. Conseqüentemente, os combustíveis avançados devem ser contidos por um período de tempo mais longo em que eles podem ser trazidos para condições apropriadas de fusão. 0 tempo de contenção para um plasma é Δτ = r2/D, onde r é uma dimensão mínima de plasma e D é um coeficiente de difusão. 0 valor clássico do coeficiente de difusão é Dc = a2i/Tie, onde ai é o giro-raio de íons e Tie é o tempo de colisão de íon-elétron. Difusão de acordo com o coeficiente de difusão clássico é chamada de transporte clássico. 0 coeficiente de difusão Bohm, atribuído a instabilidades de comprimento de onda-curto, é DB = (l/16)a2iQi, onde Ωι é a giro-freqüência de íons. A difusão de acordo com essa relação é chamada de transporte anômalo. Para condições de fusão, Db/Dc = (1/16)ΩίΧίβ = 108, transporte anômalo resulta em um tempo de contenção muito mais curto do que ocorre com o transporte clássico. Essa relação determina quão grande um plasma deve ser em um reator de fusão, pela exigência de que o tempo de contenção para uma quantidade determinada de plasma deve ser mais longo do que o tempo que leva para o plasma ter uma reação de fusão nuclear. Portanto, condição de transporte clássico é mais conveniente em um reator de fusão, permitindo plasmas iniciais menores.

Em experimentos antecipados com confinamento to-roidal de plasma, um tempo de contenção de Δτ = r2/ÜB. Progresso nos últimos 40 anos aumentou o tempo de contenção para Δτ = 1000 r2/DB. Um conceito de reator de fusão existente é o Tokamak. O campo magnético de um Tokamak 68 e uma órbita 66 típica de partículas são ilustrados na Figura 5. Nos úl- timos 30 anos, os esforços de fusão se concentraram no reator Tokamak utilizando um combustível D-T. Esses esforços culminaram no Reator Experimental Termonuclear Internacional (ITER) ilustrado na Figura 7. Experimentos recentes com To-kamaks sugere que transporte clássico, Δτ = r2/Dc, é possível, em cujo caso a dimensão mínima de plasma pode ser reduzida de metros para centímetros. Esses experimentos envolveram a injeção e feixes energéticos (50 a 100 keV), para aquecer o plasma até temperaturas de 10 a 30 keV. Vide W. Heidbrink & G. J. Sadler, 34 Nuclear Fusion 535 (1994). Observou-se que os íons de feixe energético nesses experimentos tinham sua velocidade diminuída e eram difundidos clas-sicamente enquanto o plasma térmico continuava a se difundir rapidamente de forma anômala. A razão para isso é que os íons de feixe energético têm um giro-raio grande e, assim são insensíveis às flutuações com comprimentos de onda mais curtos do que o giro-raio de íons (λ < ai) . As flutuações de comprimento de onda-curto tendem a ser médias durante um ciclo e dessa forma são canceladas. Elétron, contudo, têm um giro-raio muito menor, de modo que eles respondem às flutuações e transporte de forma anômala.

Devido ao transporte anômalo, a dimensão mínima do plasma deve ser de pelo menos 2,8 metros. Devido a essa dimensão, o ITER foi criado com 30 metros de altura e 30 metros de diâmetro. Esse é o menor reator do tipo Tokamak D-T que é exeqüível. Para combustíveis avançados, tais como D-He3 e p-B11, o reator do tipo Tokamak teria que ser muito maior porque o tempo para que um íon de combustível tenha uma reação nuclear é muito mais longe. Um reator Tokamak utilizando combustível D-T tem o problema adicional de que a maior parte da energia dos produtos de fusão é carregada pelos neutrônios 14 MeV, os quais causam dano por irradiação e induzem reatividade em quase todos os materiais de construção devido ao fluxo de neutrônios. Além disso, a conversão de sua energia em eletricidade deve ser através de um processo térmico, o qual não é mais do que 30% eficiente.

Uma outra configuração proposta para reator é um reator de feixes colidentes. Em um reator de feixes coliden-tes, um plasma de irradiação de fundo é bombardeado por feixes de ions. Os feixes compreendem íons com uma energia que é muito maior do que o plasma térmico. Produzir reações de fusão úteis nesse tipo de reator tem sido impraticável porque o plasma de irradiação de fundo diminui a velocidade dos feixes de íons. Várias propostas foram feitas para reduzir esse problema e maximizar o número de reações nucleares.

Por exemplo, Patente US N° 4.065.351 de Jassby et al. revela um método de produzir feixes colidentes em con-trafluxo de deuterônios e trítons em um sistema de confina-mento toroidal. Na Patente US N° 4.057.462 de Jassby et al., energia eletromagnética é injetada para neutralizar os efeitos de arrasto de plasma de equilíbrio de massa em uma das espécies de íons. 0 sistema de confinamento toroidal é identificado como um Tokamak. Na Patente US N° 4.894.199 de Ros-toker, feixes de deutério e trítio são injetados e aprisionados com a mesma velocidade média em uma configuração Tokamak, de reflexão, ou de campo inverso. Há um plasma de ir- radiação de fundo frio de baixa densidade com o único propósito de aprisionar os feixes. Os feixes reagem porque eles têm uma temperatura elevada, e a diminuição da velocidade é principalmente causada pelos elétrons que acompanham os ions injetados. Os elétrons são aquecidos pelos ions em cujo caso a diminuição de velocidade é mínima.

Contudo, em nenhum desses dispositivos um campo elétrico de equilíbrio desempenha qualquer função. Além disso, não há tentativa no sentido de reduzir ou até mesmo considerar o transporte anômalo.

Outras patentes consideram o confinamento eletros-tático de ions e, em alguns casos, o confinamento magnético de elétrons. Essas incluem a Patente US N° 3.258.402 de Far-nsworth e Patente US N° 3.386.883 de Farnsworth, as quais revelam o confinamento eletrostático de ions e o confinamento inercial de elétrons; Patente US N° 3.530.036 de Hirsch et al. e Patente US 3.530.497 de Hirsch et al. são similares a Farnsworth; Patente US N° 4.233.537 de Limpaecher, a qual revela o confinamento eletrostático de ions e o confinamento magnético de elétrons com paredes de reflexão de lóbulos de múltiplos pólos; e Patente US N° 4.826.646 de Bussard, a qual é similar à Limpaecher e envolve lóbulos de ponta. Nenhuma dessas patentes considera o confinamento eletrostático de elétrons e o confinamento magnético de ions. Embora tenha havido muitos projetos de pesquisa sobre confinamento eletrostático de ions, nenhum deles foi bem-sucedido em estabelecer os campos eletrostáticos exigidos quando os ions têm a densidade exigida para um reator de fusão. Por fim, nenhuma das patentes citadas acima discute uma topologia magnética de configuração de campo invertido. A configuração de campo invertido (FRC) foi descoberta acidentalmente por volta de 1960 no Laboratório de Pesquisa Naval durante experimentos de compressão teta. Uma topologia FRC tipica, em que o campo magnético interno inverte a direção, é ilustrada na Figura 8 e na Figura 10, e órbitas de partículas em uma FRC são mostradas na Figura 11 e na Figura 14. Com relação a FRC, muitos programas de pesquisa foram apoiados nos Estados Unidos e no Japão. Há um documento de revisão abrangente sobre a teoria e experimentos de pesquisa FRC de 1960-1988. Vide M. Tuszewski, 28 Nuclear Fusion 2033, (1988). Uma exposição sobre o desenvolvi- mento FRC descreve a pesquisa em 1996 e recomendações para pesquisa futura. Vide L. C. Steinhauer et al., 30 Fusion Technology 116 (1996). Até essa data, em experimentos FRC a FRC tem sido formada com o método de compressão teta. Uma conseqüência desse método de formação é que cada um dos íons e elétrons carrega metade da corrente, o que resulta em um campo eletrostático insignificante no plasma e nenhum confi-namento eletrostático. Os íons e os elétrons nessas FRC foram contidos magneticamente. Em quase todos os experimentos FRC transporte anômalo foi considerado. Vide, por exemplo, Tuszewski, início da seção 1.5.2, na página 2072.

SUMÁRIO DA INVENÇÃO

Para resolver os problemas enfrentados pelos sistemas de contenção de plasma anteriores, um sistema e aparelho para conter plasma são descritos aqui nos quais os íons de plasma são contidos magneticamente em órbitas estáveis, grandes e os elétrons são contidos eletrostaticamente em um poço de energia. Uma inovação principal da presente invenção em relação a todos os trabalhos anteriores com FRCs é o con-finamento eletrostático simultâneo de elétrons e o confina-mento magnético de ions, gue tende a evitar o transporte anômalo e facilitar a contenção plástica tanto dos elétrons como dos ions. Nessa configuração, os ions podem ter densidade e temperatura adeguada de modo gue mediante colisões eles são fundidos entre si pela força nuclear, desse modo liberando energia de fusão.

Em uma modalidade preferida, um sistema de confi-namento de plasma compreende uma câmara, um gerador de campo magnético para aplicar um campo magnético em uma direção substancialmente ao longo de um eixo principal, e uma camada de plasma anular gue compreende um feixe circulante de ions. íons da camada de feixe de plasma anular são contidos substancialmente dentro da câmara magneticamente em órbitas e os elétrons são contidos substancialmente em um poço de energia eletrostática. Em um aspecto de uma modalidade preferida, um gerador de campo magnético compreende uma bobina de corrente. Preferivelmente, o sistema compreende ainda bobinas de reflexão próximas às extremidades da câmara gue aumentam a magnitude do campo magnético aplicado nas extremidades da câmara. 0 sistema também pode compreender um injetor de feixe para injetar um feixe de ions neutralizado no campo magnético aplicado, em que o feixe entra em uma órbita devido à força causada pelo campo magnético aplicado. Em um outro as- pecto das modalidades preferidas, o sistema forma um campo magnético tendo uma topologia de uma configuração de campo invertido.

Também é revelado um método de confinar plasma compreendendo as etapas de confinar magneticamente os ions em órbita dentro de um campo magnético e confinar eletrosta-ticamente os elétrons em um poço de energia. Um campo magnético aplicado pode ser ajustado para produzir e controlar o campo eletrostático. Em um aspecto do método o campo é ajustado de modo que a velocidade média dos elétrons é aproximadamente zero. Em um outro aspecto, o campo é ajustado de modo que a velocidade média dos elétrons está na mesma direção que a velocidade média dos ions. Em um outro aspecto do método, o método forma um campo magnético de configuração de campo invertido, no qual o plasma é confinado.

Em um outro aspecto das modalidades preferidas, uma camada anular de plasma é contida dentro de um campo magnético de configuração de campo invertido. A camada de plasma compreende ions positivamente carregados, em que substancialmente todos os ions são não-adiabáticos, e elétrons contidos dentro de um poço de energia eletrostática. A camada de plasma é induzida a girar e forma um auto-campo magnético de magnitude suficiente para causar inversão de campo.

Em outros aspectos das modalidades preferidas, o plasma pode compreender pelo menos duas espécies diferentes de ions, das quais uma, ou ambas, pode compreender combustíveis avançados.

Tendo um plasma não-adiabático de íons de órbita grande, energéticos tende a impedir o transporte anômalo de ions. Isto pode ser feito em uma FRC, porque o campo magnético desaparece (isto é, é zero) sobre uma superfície dentro do plasma. íons tendo uma órbita grande tendem a ser insensíveis às flutuações de comprimento de onda-curto que causam transporte anômalo.

Confinamento magnético é ineficaz para os elétrons porque os mesmos têm um giro-raio pequeno - devido à sua massa pequena - e portanto são sensíveis às flutuações de comprimento de onda-curto que causam transporte anômalo. Portanto, os elétrons são confinados efetivamente em um poço de potencial profundo mediante um campo eletrostático, que tende a impedir o transporte anômalo de energia pelos elétrons . Os elétrons que escapam do confinamento devem se deslocar a partir da região de alta densidade próxima à superfície nula até a superfície do plasma. Ao fazer isso, a maior parte de sua energia é gasta em subir no poço de energia. Quando os elétrons atingem a superfície de plasma e saem com os íons de produto de fusão, os mesmos têm pouca energia restante para transporte. 0 campo eletrostático vigoroso também tende a fazer com que todas as órbitas de flutuação de íons girem na direção diamagnética, de modo que elas são contidas. 0 campo eletrostático proporciona ainda um mecanismo de resfriamento para os elétrons, o qual reduz suas perdas de irradiação. A capacidade de contenção aumentada permite o uso de combustíveis avançados tais como D-He3 e p-B11, bem como reagentes neutrônicos tais como D-D e D-T. Na reação D-He3, os nêutrons rápidos são produzidos por reações secundárias, mas constituem um aperfeiçoamento em relação à reação D-T. A reação p-B11, e semelhante, é preferível porque evita completamente os problemas de nêutrons rápidos.

Uma outra vantagem dos combustíveis avançados é a conversão direta de energia a partir da reação de fusão porque os produtos de fusão estão movendo as partículas carregadas, o que cria uma corrente elétrica. Esse é um aperfeiçoamento significativo em relação aos Tokamaks, por exemplo, onde um processo térmico de conversão é usado para converter a energia cinética dos nêutrons rápidos em eletricidade. A eficiência de um processo térmico de conversão é inferior a 30%, ao passo que a eficiência de conversão direta de energia pode ser tão elevada quanto 90%.

Outros aspectos e características da presente invenção tornar-se-ão evidentes a partir da consideração da descrição que se segue tomada em conjunto com os desenhos anexos.

DESCRIÇÃO RESUMIDA DOS DESENHOS

Modalidades preferidas são ilustradas como exemplo, e não como limitação, nas figuras dos desenhos anexos, nos quais numerais de referência semelhantes se referem a componentes semelhantes.

As Figuras IA e 1B mostram, respectivamente, a força Lorentz atuando sobre uma carga positiva e sobre uma carga negativa.

As Figuras 2A e 2B mostram órbitas Larmor de par- tículas carregadas em um campo magnético constante. A Figura 3 mostra a flutuação ExB . A Figura 4 mostra a flutuação de gradiente. A Figura 5 mostra uma órbita de partículas adiabá-ticas em um Tokamak. A Figura 6 mostra uma órbita de partículas não-adiabáticas em um betatron. A Figura 7 mostra o Reator Experimental Termonuclear Internacional (ITER). A Figura 8 mostra o campo magnético de uma FRC.

As Figuras 9A e 9B mostram, respectivamente, a direção diamagnética e a direção contradiamagnética em uma FRC. A Figura 10 mostra o sistema de feixes colidentes. A Figura 11 mostra uma órbita betatron.

As Figuras 12A e 12B mostra, respectivamente, o campo magnético e a direção da flutuação de gradiente em um FRC.

As Figuras 13A e 13B mostram, respectivamente, o campo elétrico e a direção da flutuação E x B em uma FRC.

As Figuras 14A, 14B e 14C mostram órbitas de flu- tuação de íons.

As Figuras 15A e 15B mostram a força Lorentz nas extremidades de uma FRC.

As Figuras 16A e 16B mostram o ajuste do campo elétrico e o potencial elétrico no sistema de feixes colidentes . A Figura 17 mostra uma distribuição Maxwell.

As Figuras 18A e 18B mostram transições a partir de órbitas betatron para órbitas de flutuação devido a colisões de íon-íon, de ângulo grande. A Figura 19 mostra órbita betatron A, B, C e D quando colisões de elétron-ion de ângulo pequeno são consideradas .

As Figuras 20A, 20B e 20C mostram a inversão do campo magnético em uma FRC.

As Figuras 21A, 21B, 21C e 21D mostram os efeitos devido ao ajuste do campo B0 magnético externo em uma FRC.

As Figuras 22A, 22B, 22C e 22D mostram resultados e iteração para um plasma D-T.

As Figuras 23A, 23B, 23C e 23D mostram resultados de iteração para um plasma D-He3. A Figura 24 mostra resultados de iteração para um plasma p-B11. A Figura 25 mostra uma câmara de confinamento exemplar. A Figura 26 mostra um feixe de ions neutralizados quando o mesmo é eletricamente polarizado antes de entrar em uma câmara de confinamento. A Figura 2 7 é uma vista de frente de um feixe de ions neutralizados quando o mesmo contata o plasma em uma câmara de confinamento. A Figura 28 é uma vista lateral esquemática de uma câmara de confinamento de acordo com uma modalidade preferida de um procedimento de partida. A Figura 29 é uma vista lateral esquemática de uma câmara de confinamento de acordo com uma outra modalidade preferida de um procedimento de partida. A Figura 30 mostra traços de sonda de ponto-B indicando a formação de uma FRC.

DESCRIÇÃO DETALHADA DAS MODALIDADES PREFERIDAS

Um reator de fusão ideal resolve o problema de transporte anômalo tanto para os ions como para os elétrons. O transporte anômalo de ions é evitado pelo confinamento magnético em uma configuração de campo invertido (FRC) de tal modo que a maior parte dos ions tem órbitas grandes, não-adiabáticas, tornando os mesmos insensíveis às flutuações de comprimento de onda-curto que causam transporte anômalo de ions adiabáticos. Para os elétrons, o transporte anômalo de energia é evitado mediante ajuste do campo magnético externamente aplicado para desenvolver um campo elétrico vigoroso, o qual confina os mesmos eletricamente em um poço de potencial profundo. Além disso, os plasma de combustível de fusão que podem ser usados com o processo e aparelho de confinamento presente não são limitados apenas aos combustíveis neutrônicos, mas incluem também vantajosamente os combustíveis avançados. (Para uma discussão de combustíveis avançados, vide R. Feldbacher & M. Heindler, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, A271(1988)JJ-64 (North Holland Amsterdam).) A solução aqui encontrada para o problema de transporte anômalo faz uso de uma configuração de campo magnético específica, a qual é a FRC. Especificamente, a existência de uma região em uma FRC onde o campo magnético desa- parece torna possível se ter um plasma compreendendo a maior parte de íons não-adiabáticos.

TEORIA BÁSICA

Antes de descrever o sistema e o aparelho em detalhe, será útil primeiramente revisar uns poucos conceitos fundamentais necessários para o entendimento dos conceitos aqui contidos.

FORÇA LORENTZ E ÓRBITAS DE PARTÍCULAS EM UM CAMPO

MAGNÉTICO

Uma partícula com carga elétrica q se deslocando com velocidade v em um campo magnético B experimenta uma força Fl dada por (D A força FL é chamada de força Lorentz. A mesma, bem como todas as fórmulas usadas na presente discussão, são dadas no sistema gaussiano de unidades. A direção da força Lorentz depende do sinal da carga elétrica q. A força é perpendicular à velocidade e ao campo magnético. A Figura IA mostra a força Lorentz 30 atuando sobre uma carga positiva. A velocidade da partícula é mostrada pelo vetor 32. O campo magnético é 34. Similarmente, a Figura 1B mostra a força Lorentz 30 atuando sobre uma carga negativa.

Como explicado, a força Lorentz é perpendicular à velocidade de uma partícula; dessa forma, um campo magnético é incapaz de exercer força na direção da velocidade da partícula. Segue-se a partir da segunda lei de Newton, Fx ma, que um campo magnético é incapaz de acelerar uma partícula na direção de sua velocidade. Um campo magnético pode apenas arquear a órbita de uma partícula, mas a magnitude de sua velocidade não é afetada por um campo magnético. A Figura 2A mostra a órbita de uma partícula positivamente carregada em um campo magnético constante 34. A força Lorentz 30 nesse caso é constante em magnitude, e a órbita 36 da partícula forma um círculo. Essa órbita circular 36 é chamada de órbita Larmor. 0 raio da órbita circular 36 é chamado de giro-raio 38.

Normalmente, a velocidade de uma partícula tem um componente que é paralelo ao campo magnético e um componente que é perpendicular ao campo. Em tal caso, a partícula é submetida a dois movimentos simultâneos: uma rotação em torno da linha de campo magnético e uma translação ao longo da mesma. A combinação desses dois movimentos cria uma espiral que segue a linha 40 de campo magnético. Isto é indicado na Figura 2B.

Uma partícula em sua órbita Larmor gira em torno de uma linha de campo magnético. 0 número de radianos percorridos por unidade de tempo é a girofreqüência da partícula, que é denotada por Ω e dada por onde m é a massa da partícula e c é a velocidade da luz. O giro-raio aL de uma partícula carregada é dado por onde v± é o componente da velocidade da partícula perpendicular ao campo magnético.

Flutuação E x B e Flutuação de Gradiente Campos elétricos afetam as órbitas de partículas carregadas, como mostrado na Figura 3. Na Figura 3, o campo magnético 44 aponta na direção do leitor. A órbita de um íon positivamente carregado devido ao campo magnético 44 isoladamente seria um círculo 36; o mesmo é verdadeiro para um elétron 42. Na presença de um campo elétrico 46, contudo, quando o íon se desloca na direção do campo elétrico 46, sua velocidade aumenta. Como pode ser considerado, o íon é acelerado pela força qE . Pode ser visto ainda que, de acordo com a Equação 3, o giro-raio do íon aumentará à medida que aumenta sua velocidade. À medida que o íon é acelerado pelo campo elétrico 46, o campo magnético 44 arqueia a órbita do íon. Em um certo ponto o íon inverte a direção e começa a se mover em uma direção oposta ao campo elétrico 46. Quando isso acontece, o íon é desacelerado, e portanto seu giro-raio diminui. 0 giro-raio do íon desta forma aumenta e diminui alternadamente, o que dá margem a uma flutuação lateral da órbita 48 de íon na direção 50 como mostrado na Figura 3. Esse movimento é chamado de flutuação ExB. Similarmente, órbitas 52 de elétron flutuam na mesma direção 50.

Uma flutuação similar pode ser causada por um gradiente do campo magnético 44 como ilustrado na Figura 4. Na Figura 4, o campo magnético 44 aponta na direção do leitor. 0 gradiente do campo magnético está na direção 56. 0 aumento da força do campo magnético é ilustrado pela quantidade mais densa de pontos na figura. A partir das Equações 2 e 3, segue-se que o giro-raio é inversamente proporcional à intensidade do campo magnético. Quando um ion se desloca na direção do campo magnético crescente seu giro-raio diminuirá, porque a força Lo-rentz aumenta, e vice-versa. 0 giro-raio do ion dessa forma diminui e aumenta alternadamente, o que propicia uma flutuação para os lados da órbita 58 de ion na direção 60. Esse movimento é chamado de flutuação gradiente. Órbitas 62 de elétrons flutuam na direção oposta 64.

PARTÍCULAS ADIABÁTICAS E NÃO-ADIABÁTICAS A maioria dos plasmas compreende partículas adia-báticas. Uma partícula adiabática segue-se estreitamente as linhas do campo magnético e tem um giro-raio pequeno. A Figura 5 mostra uma órbita 66 de partícula, de uma partícula adiabática que segue estreitamente uma linha 68 de campo magnético. As linhas 68 de campo magnético, ilustradas, são aquelas de um Tokamak.

Uma partícula não-adiabática tem um giro-raio grande. A mesma não segue as linhas de campo magnético e co-mumente é ativa. Existem outros plasmas que compreendem partículas não-adiabáticas. A Figura 6 ilustra um plasma não-adiabático para o caso de um betatron. As peças 70 de pólo geram um campo magnético 72. Como ilustrado na Figura 6, as órbitas 74 de partículas não seguem as linhas 72 de campo magnético.

IRRADIAÇÃO EM PLASMAS

Uma partícula carregada móvel irradia ondas eletromagnéticas. A força irradiada pela partícula é proporcional ao quadrado da carga. A carga de um íon é Ze, onde e é a carga de elétron e Z é o número atômico. Portanto, para cada íon haverá Z elétrons livres que irradiarão. A força total irradiada por esses Z elétrons é proporcional ao cubo do número atômico (Z3) .

PARTÍCULAS CARREGADAS EM UMA FRC A Figura 8 mostra o campo magnético de um FRC. 0 sistema tem simetria cilíndrica com relação ao seu eixo geométrico 78. Na FRC, há duas regiões de linhas de campo magnético: aberta 80 e fechada 82. A superfície dividindo as duas regiões é chamada de separatriz 84. A FRC forma uma superfície 86 nula cilíndrica na qual o campo magnético desaparece. Na parte central 88 da FRC o campo magnético não muda consideravelmente na direção axial. Nas extremidades 90, o campo magnético muda consideravelmente na direção axial. O campo magnético ao longo do eixo central 78 inverte direção na FRC, o que dá origem ao termo "Invertido" na Configuração de Campo Invertido (FRC).

Na Figura 9A, o campo magnético fora da superfície nula 94 está na direção 96. O campo magnético dentro da superfície nula está na direção 98. Se um íon se deslocar na direção 100, a força 30 Lorentz atuando sobre o mesmo aponta na direção da superfície nula 94. Isto é facilmente considerado mediante aplicação da regra de mão direita. Para partí- cuias se deslocando na direção 102, chamadas diamagnéticas, a força Lorentz sempre aponta na direção da superfície nula 94. Esse fenômeno dá origem a uma órbita de partículas chamada órbita betatron, a ser descrita abaixo. A Figura 9B mostra um íon se deslocando na direção 104, chamada de contradiamagnética. A força Lorentz nesse caso aponta no sentido contrário à superfície nula 94. Esse fenômeno dá origem a um tipo de órbita chamada de órbita de flutuação, a ser descrito abaixo. A direção diamagnética para os ions é contradiamagnética para os elétrons, e vice-versa . A Figura 10 mostra uma camada anular de plasma 106 girando na direção 102 diamagnética do íon. O anel 106 está localizado em torno da superfície nula 86. O campo magnético 108 criado pela camada 106 de plasma anular, em combinação com um campo 110 magnético externamente aplicado, forma um campo magnético tendo a topologia de uma FRC (a topologia é mostrada na Figura 8) . 0 feixe de ions que forma a camada 106 de plasma tem uma temperatura; portanto, as velocidades dos ions formam uma distribuição Maxwell em um quadro girando na velocidade média angular do feixe de ions. Colisões entre ions de velocidades diferentes levam a reações de fusão. Por esta razão, a camada 106 de feixe de plasma é chamada e sistema de feixes colidentes. A Figura 11 mostra o tipo principal de órbitas de ions em um sistema de feixes colidentes, chamada de órbita 112 betatron. Uma órbita 112 betatron pode ser expressa como uma onda senoidal centrada no círculo nulo 114. Como explicado acima, o campo magnético no círculo nulo 114 desaparece. 0 plano da órbita 112 é perpendicular ao eixo 78 da FRC. íons nessa órbita 112 se deslocam em sua direção diamagnéti-ca 102 a partir de um ponto de partida 116. Um íon em uma órbita betatron tem dois movimentos: uma oscilação na direção radial (perpendicular ao círculo nulo 114), e uma trans-lação ao longo do círculo nulo 114. A Figura 12A é um gráfico do campo magnético 118 em uma FRC. O campo 118 é derivado utilizando-se um modelo de equilíbrio unidimensional, a ser discutido abaixo em conjunto com a teoria da invenção. O eixo horizontal do gráfico representa a distância em centímetros a partir do eixo 78 FRC. O campo magnético está em quilogauss. Como ilustrado pelo gráfico, o campo magnético 118 desaparece no raio 120 de círculo nulo.

Como mostrado na Figura 12B, uma partícula se deslocando próximo ao círculo nulo verá um gradiente 126 do campo magnético apontando no sentido contrário à superfície nula 86. O campo magnético fora do círculo nulo é 122, ao passo que o campo magnético dentro do círculo nulo é 124. A direção da flutuação gradiente é dada pelo produto vetorial BxVB, onde AB é o gradiente do campo magnético; dessa forma, pode ser visto mediante aplicação da regra de mão direita que a direção da flutuação gradiente está na direção con-tradiamagnética, esteja o íon fora ou dentro do círculo nulo 124. A Figura 13A é um gráfico do campo elétrico 130 em uma FRC. O campo 130 é derivado utilizando-se um modelo de equilíbrio unidimensional, a ser discutido abaixo em conjunto com a teoria da invenção. 0 eixo horizontal do gráfico representa a distância em centímetros a partir do eixo 78 FRC. 0 campo elétrico está em volts/centímetro. Como ilustrado pelo gráfico, o campo elétrico 130 desaparece próximo ao raio 120 de círculo nulo.

Como mostrado na Figura 13B, o campo elétrico para íons é de liberação; o mesmo aponta no sentido contrário à superfície nula 132, 134. 0 campo magnético, como anteriormente, está nas direções 122, 124. Pode ser visto mediante aplicação da regra de mão direita que a direção da flutuação ExB está na direção diamagnética, esteja o íon fora ou dentro da superfície nula 136.

As Figuras 14A e 14B mostram outro tipo de órbita comum em uma FRC, chamada de órbita 138 de flutuação. As órbitas 138 de flutuação podem estar fora da superfície nula, como mostrado na Figura 14A, ou dentro da mesma, como mostrado na Figura 14B. As órbitas 138 de flutuação giram na direção diamagnética se a flutuação ExB domina ou na direção contradiamagnética se a flutuação gradiente domina. As órbitas 138 de flutuação mostradas nas Figuras 14A e 14B giram na direção diamagnética 102 a partir do ponto 116 de partida.

Uma órbita de flutuação, como mostrado na Figura 14C, pode ser pensada como um pequeno círculo girando sobre um círculo relativamente maior. O círculo pequeno 142 gira em torno de seu eixo geométrico no sentido 144. 0 mesmo também gira sobre o círculo grande 146 na direção 102. O ponto 140 traçará no espaço uma trajetória similar a 138.

As Figuras 15A e 15B mostram a direção da força Lorentz nas extremidades de uma FRC. Na Figura 15A, um íon é mostrado se deslocando na direção diamagnética 102 com uma velocidade 148 em um campo magnético 150. Pode ser visto mediante aplicação da regra de mão direita que a força Lorentz 152 tende a empurra o ion de volta para dentro da região de linhas de campo fechado. Neste caso, portanto, a força Lorentz 152 é de confinamento para os íons. Na Figura 15B, um íon é mostrado se deslocando na direção contradiamagnética com uma velocidade 148 em um campo magnético 150. Pode ser visto mediante aplicação da regra de mão direita que a força Lorentz 152 tende a empurrar o íon para dentro da região de linhas de campo abertas. Neste caso, portanto, a força Lorentz 152 é de não-confinamento para os íons.

CONFINAMENTO MAGNÉTICO E ELETROSTÁTICO EM UMA FRC

Uma camada 106 de plasma (vide Figura 10) pode ser formada em uma FRC mediante injeção de feixes de íons energéticos em torno da superfície nula 86 na direção diamagnética 102 dos íons. (Uma discussão detalhada de métodos diferentes de formar uma FRC e anel de plasma segue abaixo). Na camada 106 de plasma circulante, a maioria dos íons tem órbitas 112 betatron (vide Figura 11), são ativos e não-adiabáticos; desse modo, eles são insensíveis a flutuações de comprimento de onda-curto que causam transporte anômalo.

Enquanto estudando uma camada 106 de plasma em condições de equilíbrio como descrito acima/- descobriu-se que a conservação de momento impõe uma relação entre a velocidade angular dos íons cü; e a velocidade angular dos elétrons £0e·. {A derivação dessa relação é dada abaixo em conjunto com a teoria da invenção). A relação é Na Equação 4, Z é o número atômico de íon, mi é a massa de íon, e é a carga de elétron/ Bo é a magnitude do campo magnético aplicado, e c é a velocidade da luz. Há três parâmetros livres nessa relação: o campo Bo magnético aplicado / a velocidade (¾ angular de elétron e a velocidade (ú> angular de íon, Se dois dos mesmos forem conhecidos, o terceiro pode ser determinado a partir da Equação 4.

Devido ao fato da camada 106 de plasma ser formada mediante injeção de feixes de íons na FRC, a velocidade angular dos íons CQi é determinada pela energia cinética de injeção do feixe ítfi que é dada por Aqui, Vi = <Oi.ro, onde Vi é a velocidade de injeção dos íons, O0i é a freqüência de ciclotrônio dos íons, e r: é o raio da superfície nula 86. A energia cinética dos elétrons no feixe foi ignorada porque a massa m,_- de elétrons é muito menor do que a massa nu de íons, Para uma velocidade fixa de injeção do feixe ((Oi fixo), o campo Bo magnético aplicado pode ser ajustado de modo que valores diferentes de C0e sejam obteníveis. Como será mostrado, ajustar o campo Bo magnético externo também dá origem a valores diferentes do campo eletrostático dentro da camada de plasma. Essa característica da invenção é ilustrada nas Figuras 16A e 16B. A Figura ISA mostra três gráficos do campo elétrico (em voits/cm), obtidos para a mesma velocidade de injeção, ω = 1,35 x IO7 s~lt porém para três valores diferentes do campo Bo magnético aplicado: Os valores de ú)e na tabela acima foram determinados de acordo com a Equação 4, Pode-se considerar que <%■ > 0 significa que Qo > ω, na Equação 4, de modo que os elétrons giram em sua direção contradiamagnética. A Figura 16B mostra o potencial elétrico (em volts) para o mesmo conjunto de valores de Bo e (Oe. 0 eixo horizontal, nas Figuras 16A e 16B representa a distância a partir do eixo 78 FRC, mostrado no gráfico em centímetros. As expressões analíticas do campo elétrico e o potencial elétrico são fornecidos abaixo em conjunto com a teoria da invenção. Essas expressões dependem intensamente de to».

Os resultados acima podem ser explicados em termos físicos simples. Quando os íons giram na direção diamagnéti- ca, os íons são confinados magneticamente pela força Lo-rentz. Isso foi mostrado na Figura 9A. Para os elétrons, girando na mesma direção que os ions, a força Lorentz está na direção oposta, de modo que os elétrons não seriam confinados. Os elétrons deixam o plasma e, como resultado, um excesso de carga positiva é criado. Isso estabelece um campo elétrico que impede que outros elétrons saiam do plasma. A direção e a magnitude desse campo elétrico, em equilíbrio, são determinadas pela conservação de momento. Os detalhes matemáticos relevantes são fornecidos abaixo em conjunto com a teoria da invenção. 0 campo eletrostático desempenha uma função essencial no transporte tanto dos elétrons como dos íons. Conse-qüentemente, um aspecto importante desta invenção é que um campo eletrostático potente é criado dentro da camada 106 de plasma, a magnitude desse campo eletrostático é controlada pelo valor do campo Bo magnético aplicado, o qual pode ser facilmente ajustado.

Como explicado, o campo eletrostático é de confi-namento para os elétrons se a>e > 0. Como mostrado na Figura 16B, a profundidade do poço pode ser aumentada mediante ajuste do campo Bo magnético aplicado. Exceto por uma região muito estreita próxima ao círculo nulo, os elétrons sempre têm um giro-raio pequeno. Portanto, os elétrons respondem às flutuações de comprimento de onda-curto com uma taxa de difusão anomalamente rápida. Essa difusão, na realidade, ajuda a manter o poço potencial quando ocorre a reação de fusão. Os íons de produto de fusão, sendo de energia muito superi- or, saem do plasma. Para manter quase neutralidade de carga, os produtos de fusão devem empurrar os elétrons para fora do plasma com eles, principalmente pegando os elétrons da superfície da camada de plasma. A densidade dos elétrons na superfície do plasma é muito baixa, e os elétrons que saem do plasma com os produtos de fusão devem ser substituídos; caso contrário, o poço potencial desaparecería. A Figura 17 mostra uma distribuição 162 Maxwellia-na de elétrons. Apenas os elétrons muito ativos a partir da cauda 160 da distribuição Maxwell podem alcançar a superfície do plasma e sair com íons de fusão. A cauda 160 da distribuição 162 é dessa forma continuamente criada mediante colisões de elétron-elétron na região de elevada densidade próximo à superfície nula. Os elétrons ativos ainda têm um giro-raio pequeno, de modo que difusão anômala permite que os mesmos atinjam a superfície de forma suficientemente rápida para acomodar os íons de produto de fusão de separação. Os elétrons ativos perdem sua energia ao ascender no poço potencial e saem com muito pouca energia. Embora os elétrons possam cruzar rapidamente o campo magnético, devido ao transporte anômalo, as perdas de energia anômala tendem a ser evitadas porque pouca energia é transportada.

Uma outra conseqüência do poço potencial é um mecanismo de resfriamento vigoroso para os elétrons o qual é similar ao resfriamento evaporativo. Por exemplo, para que a água evapore, ela deve ser abastecida com o calor latente de vaporização. Esse calor é fornecido pela água líquida restante e meio circundante, que então sofrem termalização ra- pidamente até uma temperatura inferior de uma forma mais rápida do que os processos de transporte de calor podem substituir a energia. Similarmente, para os elétrons, a profundidade do poço potencial é equivalente ao calor latente de vaporização da água. Os elétrons fornecem a energia exigida para ascender no poço potencial pelo processo de termaliza-ção que abastece novamente a energia da cauda Maxwell de modo que os elétrons podem escapar. 0 processo de termalização dessa forma resulta em uma temperatura inferior dos elétrons, uma vez que ele é muito mais rápido do que qualquer processo de aquecimento. Devido à diferença de massa entre os elétrons e os prótons, o tempo de transferência de energia a partir dos prótons é de aproximadamente 1.800 vezes inferior ao tempo de termalização dos elétrons. Esse mecanismo de resfriamento também reduz a perda de irradiação dos elétrons. Isso é particularmente importante para combustíveis avançados, onde perdas de irradiação são otimizadas pelos íons de combustível com número atômico Z > 1. 0 campo eletrostático também afeta o transporte de íons. A maior parte das órbitas de partículas na camada 106 de plasma é constituída e órbitas betatron 112. Colisões de ângulo grande, isso é, colisões com ângulo de dispersão entre 90° e 180°, podem mudar uma órbita betatron para uma órbita de flutuação. Como descrito acima, a direção da órbita de flutuação é determinada por uma competição entre a flutuação ExB e a flutuação gradiente. Se a flutuação ExB predominar, a órbita de flutuação gira na direção diamagnética. Se a flutuação de gradiente predominar, a órbita de flutua- ção gira na direção contradiamagnética. Isto é mostrado nas Figuras 18A e 18B. A Figura 18A mostra uma transição a partir de uma órbita betatron para uma órbita de flutuação devido a uma colisão de 180°, que ocorre no ponto 172. A órbita de flutuação continua a girar na direção diamagnética porque a flutuação ExB predomina. A Figura 18B mostra uma outra colisão de 180°, mas neste caso o campo eletrostático é fraco e a flutuação gradiente predomina. A órbita de flutuação dessa forma gira na direção contradiamagnética. A direção de rotação da órbita de flutuação determina se a mesma é confinada ou não. Uma partícula se deslocando em uma órbita de flutuação terá uma velocidade paralela ao eixo FRC. 0 tempo que leva para que uma partícula vá de uma extremidade da FRC até a outra, como um resultado de seu movimento paralelo, é chamado de tempo de trânsito; desse modo, as órbitas de flutuação atingem uma extremidade da FRC em um tempo da ordem do tempo de trânsito. Como mostrado em conexão com a Figura 15A, a força Lorentz nas extremidades é de confinamento apenas para órbitas de flutuação girando na direção diamagnética. Após um tempo de trânsito, portanto, os íons nas órbitas de flutuação girando na direção contradiamagnética são perdidos.

Esse fenômeno responde por um mecanismo de perda para os íons, que se espera tenha existido em todos os experimentos FRC. Na realidade, nesses experimentos, os íons carregaram metade da corrente e os elétrons carregaram a outra metade. Nessas condições o campo elétrico dentro do plasma era desprezível, e a flutuação gradiente sempre pre- dominou em relação à flutuação ExB. Portanto, todas as órbitas de flutuação produzidas por colisões de ângulo grande foram perdidas após um tempo de trânsito. Esses experimentos reportaram taxas de difusão de ions gue eram mais rápidas do que aquelas previstas pelas estimativas de difusão clássica.

Se houver um campo eletrostático vigoroso, a flutuação ExB predomina em relação à flutuação gradiente, e as órbitas de flutuação giram na direção diamagnética. Isso foi mostrado acima em conexão com a Figura 18A. Quando essas órbitas atingem as extremidades da FRC, elas são refletidas de volta para dentro da região de linhas de campo fechadas pela força Lorentz; dessa forma, elas permanecem confinadas no sistema.

Os campos eletrostáticos no sistema de feixes co-lidentes podem ser suficientemente fortes, de modo que a flutuação ExB domina a flutuação gradiente. Dessa forma, o campo eletrostático do sistema evitaria transporte de ions mediante eliminação desse mecanismo de perda de ions, que é similar a um cone de perda em um dispositivo de reflexão.

Um outro aspecto da difusão de ions pode ser visto mediante consideração do efeito de colisões de elétron-ion de ângulo pequeno em órbitas betatron. A Figura 19A mostra uma órbita betatron 112; a Figura 19B mostra a mesma órbita 112 quando colisões de elétron-ion de ângulo pequeno são consideradas 174; a Figura 19C mostra a órbita da Figura 19B, seguida por um tempo que é mais longo em um fator de dez 176; e a Figura 19D mostra a órbita da Figura 19B seguida por um tempo mais longo por um fator de vinte 178. Pode ser visto que a topologia das órbitas betatron não muda devido às colisões de elétron-ion de ângulo pequeno; contudo, a amplitude de suas oscilações radiais cresce com o tempo. Na realidade, as órbitas mostradas nas Figuras 19A até 19D aumentam com o tempo, o que indica difusão clássica.

TEORIA DA INVENÇÃO

Com o propósito de modelar a invenção, um modelo de equilíbrio unidimensional para o sistema de feixes coli-dentes é utilizado, como mostrado na Figura 10. Os resultados descritos acima foram obtidos a partir deste modelo. Este modelo mostra como derivar expressões de equilíbrio para as densidades de partícula, para o campo magnético, para o campo elétrico, e para o potencial elétrico. O modelo de equilíbrio apresentado aqui é válido para um combustível de plasma com um tipo de ions (por exemplo, em uma reação D-D) ou múltiplos tipos de ions (por exemplo, D-T, D-He3 e p-B11.

EQUAÇÕES VLASOV-MAXWELL

Soluções de equilíbrio para a densidade de partícula e para os campos eletromagnéticos em uma FRC são obtidas mediante resolução de forma autoconsistente das equações Vlasov-Maxwell: onde j=e, iei=l, 2, ... para elétrons e cada espécie e ions. Em equilíbrio, todas as quantidades físicas são independentes de tempo (isto é, 3/ατ = 0). Para resolver as equações Vlasov-Maxwell, as seguintes suposições e aproximações são feitas: (a) Todas as propriedades de equilíbrio são independentes da posição axial z (isto é, d/dz = 0) . Isto corresponde a considerar um plasma com uma extensão infinita na direção axial, dessa forma, o modelo é válido apenas para a parte central 88 de uma FRC. (b) O sistema tem simetria cilíndrica. Portanto, todas as propriedades de equilíbrio não dependem de Θ (isto é, 0/8Θ = 0) . (c) A lei Gauss, Equação 8, é substituída pela condição de quase neutralidade: ILjnjej = 0.

Supondo extensão axial infinita da FRC e simetria cilíndrica, todas as propriedades de equilíbrio dependerão apenas da coordenada radial r. Por esta razão, o modelo de equilíbrio discutido aqui é chamado de unidimensional. Com essas suposições e aproximações, as equações Vlasov-Maxwell reduzem para: DISTRIBUIÇÕES DE ROTOR RÍGIDO

Para resolver as Equações 10 a 12, funções de dis- tribuição devem ser escolhidas as quais descrevem adequadamente os feixes giratórios de elétrons e ions em uma FRC. Uma escolha razoável para esse propósito são as assim chamadas distribuições de rotor rígido, que são distribuições Maxwellianas em um quadro de referência uniformemente giratório. Distribuições de rotor rígido são funções das constantes de movimento: onde mj é massa de partícula, v é velocidade, Tj é temperatura, nj(0) é densidade em r = 0, e G)j é uma constante. Os constantes do movimento são (para energia) e (para momento angular canônico), onde Θ é o potencial eletrostático e ψ é a função de fluxo. Os campos eletromagnéticos são electricfield (campo elétrico) e (magneticfiel (camP° magnético) .

Substituindo-se as expressões para energia e momento angular canônico na Equação 13 se produz (14) onde e (15) Devido ao fato da velocidade média na Equação 14 ser um vetor uniformemente giratório dá origem ao nome rotor rigido. Aqueles versados na técnica podem considerar que a escolha de distribuições de rotor rigido para descrever elétrons e ions em uma FRC é justificada porque as únicas soluções que satisfazem a equação de Vlasov (Equação 10) são distribuições de rotor rigido (por exemplo, Equação 14). Segue-se uma prova desta afirmativa: PROVA

Exigindo-se que a solução da equação de Vlasov (Equação 10) esteja na forma de uma Maxwelliana flutuada: (16) isto é, uma Maxwelliana com densidade de partícula nj(r), temperatura Tj(r), e velocidade média Uj(r) que são funções arbitrárias da posição. Substituindo-se a Equação 16 na equação de Vlasov (Equação 10) mostra que (a) as temperaturas Tj(r) devem ser constantes; (b) as velocidades médias Uj(r) devem ser vetores uniformemente giratórios; e (c) as densidades de partícula nj(r) devem ser da forma da Equação 15. Substituindo-se a Equação 16 na Equação 10 produz-se uma equação polinomial de terceira ordem em v : Agrupar termos de ordem semelhante em v produz Para essa equação polinomial ser mantida para todo v, o coeficiente de cada potência de v deve desaparecer. A equação de terceira ordem produz Tj(r) = constante . A equação de segunda ordem fornece Para que isso se mantenha para todo v , devemos satisfazer que é resolvida geralmente por (17) Nas coordenadas cilíndricas, pegar e , que corresponde à injeção perpendicular a um campo magnético na direção £ . Então, A equação de ordem zero indica que o campo elétrico deve estar na direção radial, isto é, A equação de primeira ordem agora é dada por 0 segundo termo na Equação 18 pode ser reescrito com 0 quarto termo na Equação 18 pode ser reescrito com Utilizando-se as Equações 19 e 20, a Equação 18 de primeira ordem se torna A solução desta equação é onde Er = -d<E>/dr e nj(0) são dados por Onde, njo é a densidade de pico em ro. SOLUÇÃO DAS EQUAÇÕES DE VLASOV-MAXWELL Aqora que foi provado que é apropriado descrever os ions e os elétrons pelas distribuições de rotor riqido, a equação de Vlasov (Equação 10) é substituída por seus momentos de primeira ordem, isto é, que são conservação das equações de momento. O sistema das equações para obter soluções de equilíbrio reduz para: SOLUÇÃO PARA PLASMA COM UM TIPO DE ÍON

Considere primeiramente o caso de um tipo de íons completamente removido. As cargas elétricas são dadas por ej = -e,Ze. Resolvendo-se a Equação 24 para Er com a equação de elétron produz e eliminando-se Er da equação de íon produz Diferenciando-se a Equação 28 com relação are substituindo-se a Equação 25 por dBz/dr produz com Te = Ti = constante, e (Oi, (0e, constantes, obtendo-se A nova variável ξ é introduzida: A Equação 29 pode ser expressa em termos da nova variável ξ: Utilizando-se a condição de quase neutralidade, produz-se Aqui é definida onde o significado de Ar tornar-se-á logo evidente. Se Ν.ι=ηι/njO/ onde nio é a densidade de pico era r = ro, a Equação 32 se torna Utilizando-se uma outra variável nova, para a qual a solução é onde Xo = X (ro) devido à exigência física de que Ni(ro) = 1- Finalmente, a densidade de íons é fornecida por A significância de ro é que o mesmo é a localização da densidade de pico. Observar que Com a densidade de ion conhecida, Bz pode ser calculado utilizan- do-se a Equação 11, e E, pode ser calculado utilizando-se a Equação 27.

Os potenciais elétricos e magnéticos são {Função de fluxo) ¢36) Pegando-se para ser o raio na parede (uma escolha que se tornará evidente quando a expressão para o potencial elétrico Φ{r) for derivada, mostrando que em r = o potencial é zero, isto é, uma parede condutora em terra), a densidade de linha é (porque ro >> Ar) . C^7) Desse modo, Ar representa uma "espessura efetiva". Em outras palavras, para o propósito de densidade de linha, o plasma pode ser considerado como concentrado no circulo nulo em um anel de espessura Ar com densidade constante nec. O campo magnético é (38) A corrente devido aos feixes de íons e elétrons é (33) Utilizando-se a Equação 39, o campo magnético pode ser escrito como Na Equação 40, Se a corrente Ie de plasma desaparecer, o campo magnético é constante, como esperado.

Essas relações são ilustradas nas Figuras 20A até 20C. A Figura 20A mostra o campo magnético externo B0 180. A

Figura 20B mostra o campo magnético devido ao anel da corrente 182, o campo magnético tendo uma magnitude de(2TC/c)l0. A Figura 20C mostra inversão 184 de campo devido à sobreposição dos dois campos magnéticos 180, 182. O campo magnético é utilizando-se a seguinte definição para β: Com uma expressão para o campo magnético, o potencial elétrico e o fluxo magnético podem ser calculados. A partir da Equação 27, Integrando-se ambos os lados da Equação 28 com relação are utilizando-se as definições de potencial elétrico e função de fluxo, que produz Agora, o fluxo magnético pode ser calculado diretamente a partir da expressão do campo magnético (Equação 41) : Substituindo-se a Equação 46 na Equação 45 produz- se Utilizando-se a definição de β, Finalmente, utilizando-se a Equação 48, as expressões para o potencial elétrico e para a função de fluxo se tornam RELAÇÕES ENTRE fl>i W gfe Uma expressão para a velocidade (üf; angular de elétron também pode ser derivada das Equações 24 a 26. Supõe-se que os íons têm uma energia média (rWi)2, que é determinada pelo método de formação da FRC. Portanto, é determina- do pelo método de formação FRC, e <£k· pode ser determinado pela Equação 24 mediante combinação das equações para elétrons e íons para eliminar o campo elétrico: A Equação 25 pode ser usada para eliminar ((Oi -co=) para se obter A Equação 52 pode ser integrada a partir de r = 0 até . Supondo ro/Ar >> 1, a densidade é muito pequena em ambos os limites e , Realizando-se a integra- ção mostra Utilizando-se a Equação 33 para Ar produz uma equação para t4;.: onde Alguns casos limitadores derivados da Equação 54, são: No primeiro caso, a corrente é carregada completamente pelos elétrons se deslocando em sua direção diamagné-tica ((Oe > 0) . Os elétrons são confinados magneticamente, e os ions são confinados eletrostaticamente mediante (55) No segundo caso, a corrente é carregada completamente pelos ions se deslocando em sua direção diamagnética (COi > 0) . Se íOi é especificado a partir da energia de ion ^mi(rroi)2, determinado no processo de formação, então üOe = 0 e Ωο = COi identifica o valor de Bo, o campo magnético externamente aplicado. Os ions são confinados magneticamente, e os elétrons são confinados eletrostaticamente mediante (56) No terceiro caso, (0e > 0 e Ωο > (Oi. Os elétrons se deslocam em sua direção contradiamagnética e reduzem a densidade de corrente. A partir da Equação 33, largura da distribuição ni(r) é aumentada; contudo, o comprimento total de corrente/unidade é Aqui, e γοΔγ <* {C0i - ω=)~2 de acordo com a Equação 33. A velocidade angular (út. de elétron pode ser aumentada mediante ajuste do campo Bc magnético aplicado. Isso não altera quer seja Ie ou o campo magnético máximo produzido pela corrente de plasma, que é Contudo, o mesmo não muda Ar e, sígníficativamente, o potencial Φ. 0 valor máximo de Φ é aumentado, como é o campo elétrico que confina os elétrons.

AJUSTE DO CAMPO MAGMÉTICO

Mas Figuras 21A-D, as quantidades são traçadas em relação a r/ro 194 para vários valores de Ba. Os valores de potencial e fluxo são normalizados para Φο = 20 (Te +· Ti) /e e Φο = (ο/ωι)Φο. Um plasma de deutério é suposto com os seguintes dados: neo = mo = 1015 cm 3; ro = 40 cm; Vè/m {rnOl)2 = 300 keV; e T0 = Ti = 100 keV. Para cada um dos casos ilustrados na Figura 1, cúí = 1,35 x 107 s~l, e a>c são deter-minados a par- tir da Equação 54 para diversos valores de Bo: 0 caso de üi- = -íú; e Bc = 1,385 kG envolve confina-mento magnético tanto dos elétrons como dos íons. 0 potencial reduz para Φ/Φο = m.· (r©i) lI [80 (Te + Γ;) ] , que é insignificante em comparação com o caso íü< = 0. A largura da distribuição Δγ de densidade é reduzida por um fator de 2, e o campo magnético máximo Β()Λ[β é o mesmo para CO* = 0.

SOLUÇÃO PARA PLASMAS DE MÚLTIPLOS TIPOS DE ÍONS

Essa análise pode ser realizada para incluir plasmas compreendendo múltiplos tipos de íons. Combustíveis de fusão de interesse envolvem dois tipos diferentes de íons, por exemplo, D-T, D-He3 e H-Bn. As equações de equilíbrio (Equações 24 a 26) aplicam-se, exceto que j = e, 1, 2 denota elétrons e dois tipos de íons onde Zi = 1 em cada caso e Zi = Z = 1, 2, 5 para os combustíveis acima. As equações para elétrons e dois tipos de íons não pode ser resolvida exatamente em termos de funções elementares. Consequentemente, um método iterativo foi desenvolvido que começa com uma solução aproximada.

Supõe-se que os íons tenham os mesmos valores de temperatura e velocidade média Vi = rcfc. Colisões de ion-ion guiam as distribuições em direção a esse estado, e o tempo de transferência de momento para as colisões de íon-íon é mais curto do que para as colisões de íon-elétron por um fator de uma ordem de 1000. Mediante uso de uma aproximação, o problema com dois tipos de íons pode ser reduzido para um problema de íon único. As equações de conservação de momento para os íons são No presente caso, Τι = T2 e Q)i = CO2. Adicionando-se essas duas equações resulta em (61) onde m = m + m; cth = Gh = (O2; Ti = Τι = T2; m {nu) = mmi + mim; e m (Z) = m + mZ. A aproximação é para supor que {nu) e (Z) são constantes obtidas através da substituição de ni(r) e n2(r) por nio e n2o, os valores máximos das funções respectivas. A solução desse problema é agora a mesma e a solução anterior para o tipo de íon único, exceto que (Z) substitui Z e (nu) substitui mi. Os valores de m e n2 podem ser obtidos a partir de m + n2 = m e m + Zn2 = ne = (Z)ni. Pode ser considerado que m e n2 têm a mesma forma funcional.

Agora a solução correta pode ser obtida mediante iteração das equações: onde A primeira iteração pode ser obtida mediante substituição dos valores aproximados de Bz (ξ) e Νβ(ξ) nos lados direitos das Equações 62 e 63 e integrando-se para obter os valores corrigidos de m(r), n2(r), e B2(r). Cálculos foram realizados para os dados mostrados na Tabela 1 abaixo. Resultados numéricos para combustíveis de fusão são mostrados nas Figuras 22A-D até 24A-D onde as quantidades m/mo 206, Φ/Φο 208, e Ψ/Ψο 210 são traçadas em relação a r/ro 204. As Figuras 22A-D mostram a primeira aproximação (linhas cheias) e os resultados finais (linhas pontilhadas) das iterações para D-T para densidade normalizada de D 196, a densidade normalizada de T 198, o potencial elétrico normalizado 200, e o fluxo normalizado 202. As Figuras 23A-D mostram as mesmas iterações para D-He3 para a densidade normalizada e D 212, a densidade normalizada de He3 214, o potencial elétrico normalizado 216, e o fluxo normalizado 218. As Figuras 24A-D mostram as mesmas iterações para p-B11 para a densidade normalizada de p 220, a densidade normalizada de B11 222, o potencial elétrico normalizado 224, e o fluxo normalizado 226. Convergência da iteração é mais rápida para D-T. Em todos os casos a primeira aproximação está próxima do resultado final.

Tabela 1: Dados numéricos para cálculos de equilíbrio para combustíveis de fusão diferentes ESTRUTURA DO SISTEMA DE CONTENÇÃO A Figura 25 ilustra uma modalidade preferida de um sistema de contenção 300 de acordo com a presente invenção. O sistema de contenção 300 compreende uma parede 305 de câmara que define uma câmara de confinamento 310. Preferivelmente, a câmara 310 é de formato cilíndrico, com o eixo principal 315 ao longo do centro da câmara 310. Para aplicação desse sistema dé contenção 300 em um reator de fusão, é necessário criar um vácuo ou quase vácuo dentro da câmara 310. Uma bobina 320 de fluxo betatron localizada dentro da câmara 310 é concêntrica com o eixo principal 315. A bobina 320 de fluxo betatron compreende um meio conduzindo corrente elétrica adaptado para guiar a corrente em torno de uma bobina longa, como mostrado, que compreende preferivelmente múltiplas bobinas separadas de enrolamentos paralelos, e mais preferivelmente enrolamentos paralelos de aproximadamente quatro bobinas separadas, para formar uma bobina longa. Aqueles versados na técnica considerarão que a corrente através da bobina 320 betatron resultará em um campo magnético dentro da bobina betatron 320, substancialmente na direção do eixo principal 315.

Em torno do lado externo da parede 305 da câmara está uma bobina externa 325. A bobina externa 325 produz um campo magnético relativamente constante tendo fluxo substancialmente paralelo ao eixo principal 315. Esse campo magnético é simétrico em termos de azimute. A aproximação que o campo magnético devido à bobina externa 325 é constante e paralelo ao eixo 315 é mais válida no sentido contrário a partir das extremidades da câmara 310. Em cada extremidade da câmara 310 está uma bobina 330 de reflexão. As bobinas 330 de reflexão são adaptadas para produzir um campo magnético ampliado dentro da câmara 310 em cada extremidade, dessa forma arqueando as linhas de campo magnético no sentido para dentro em cada extremidade. (Vide Figuras 8 e 10). Como explicado, esse arqueamento no sentido para dentro das linhas de campo ajuda a conter o plasma 335 em uma região de contenção dentro da câmara 310 geralmente entre as bobinas 330 de reflexão mediante ação de empurrar a mesma no sentido contrário a partir das extremidades onde ela pode escapar do sistema de contenção 300. As bobinas 330 de reflexão podem ser adaptadas para produzir um campo magnético aumentado nas extremidades mediante uma variedade de métodos conhecidos na técnica, incluindo aumentar o número de enrolamentos nas bobinas 330 de reflexão, aumentar a corrente através das bobinas 330 de reflexão, ou sobrepor as bobinas 330 de reflexão com a bobina externa 325. A bobina externa 325 e as bobinas 330 de reflexão são mostradas na Figura 25 implementadas fora da parede 305 de câmara; contudo, elas podem estar dentro da câmara 310. Nos casos onde a parede 305 da câmara é construída de um material condutivo tal como metal, pode ser vantajoso colocar as bobinas 325, 330 dentro da parede 305 da câmara porque o tempo que leva para o campo magnético se difundir através da parede 305 pode ser relativamente grande e dessa forma fazer com que o sistema 300 reaja lentamente. Similarmente, a câmara 310 pode ser de um formato de um cilindro oco, a parede 305 da câmara formando um anel longo, anular. Em um tal caso, a bobina 320 de fluxo betatron poderia ser implementada fora da parede 305 da câmara no centro daquele anel anular. Preferivelmente, a parede interna formando o centro do anel anular pode compreender um material não-condutor tal como vidro. Como se tornará evidente, a câmara 310 deve ser de tamanho e formato suficientes para permitir que o feixe de plasma circulante ou camada 335 gire em torno do eixo principal 305 em um determinado raio. A parede 305 da câmara pode ser formada de um material tendo elevada permeabilidade magnética, tal como aço. Em um tal caso, a parede 305 da câmara, devido a contracor-rentes induzidas no material, ajuda a impedir que o fluxo magnético escape da câmara 310, "comprimindo" o mesmo. Se a parede da câmara tivesse que ser feita de um material tendo baixa permeabilidade magnética, tal como plexiglass, um outro dispositivo par conter o fluxo magnético seria necessário. Em um tal caso, uma série de anéis metálicos planos, de laço fechado poderia ser provida. Esses anéis, conhecidos na técnica como delimitadores de fluxo, seriam providos dentro das bobinas externas 325 porém fora do feixe 335 de plasma circulante. Adicionalmente, esses delimitadores de fluxo po-deriam ser passivos ou ativos, em que os delimitadores de fluxo ativo seriam acionados com uma corrente predeterminada para facilitar ainda mais a contenção de fluxo magnético dentro da câmara 310. Alternativamente, as bobinas externas 325 poderiam servir elas próprias como delimitadores de fluxo .

Como explicado acima, um feixe 335 de plasma circulante, compreendendo partículas carregadas, pode ser contido dentro da câmara 310 pela força Lorentz causada pelo campo magnético devido à bobina externa 325. Como tal, os íons no feixe 335 de plasma são contidos magneticamente em órbitas betatron grandes em torno das linhas de fluxo a partir da bobina externa 325, as quais são paralelas ao eixo principal 315. Um ou mais orifícios 340 de injeção de feixe também é provido para adicionar íons de plasma ao feixe 335 de plasma circulante na câmara 310. Em uma modalidade preferida, os orifícios 340 de injeção são adaptados para injetar um feixe de íons aproximadamente na mesma posição radial a partir do eixo principal 315 onde o feixe 335 de plasma circulante é contido (isto é, em torno da superfície nula). Adicionalmente, os orifícios 340 de injeção são adaptados para injetar feixes 350 de íons (vide Figura 28) de forma tangencial a, e na direção da órbita betatron do feixe 335 de plasma contido.

Também é provida uma ou mais fontes 345 de plasma de irradiação de fundo para injetar uma névoa de plasma não-ativo na câmara 310. Em uma modalidade preferida, as fontes 345 de plasma de irradiação de fundo são adaptadas para guiar o plasma 335 em direção ao centro axial da câmara 310. Descobriu-se que guiar o plasma dessa forma ajuda a conter melhor o plasma 335 e leva a uma densidade superior de plasma 335 na região de contenção dentro da câmara 310.

FORMAÇÃO DA FRC

Procedimentos convencionais usados para formar uma FRC empregam principalmente o procedimento de inversão de campo- de compressão teta. Neste método convencional, um campo magnético de polarização é aplicado pelas bobinas externas circundando uma câmara retropreenchida de gás neutro. Quando isto tiver ocorrido, o gás é ionizado e o campo magnético de polarização é congelado no plasma. A seguir, a corrente nas bobinas externas é rapidamente invertida e as linhas de campo magnético opostamente orientadas são conectadas às linhas previamente congeladas para formar a topologia fechada da FRC (vide Figura 8). Esse processo de formação é amplamente empírico e quase não há meios de controlar a formação da FRC. O método tem reprodutibilidade insuficiente e nenhuma capacidade de ajuste como resultado.

Como contraste, os métodos de formação FRC da presente invenção permitem amplo controle e proporcionam um processo muito mais transparente e reprodutível. Na realidade, a FRC formada pelos métodos da presente invenção pode ser ajustada em seu formato bem como outras propriedades po- dem ser influenciadas diretamente mediante manipulação do campo magnético aplicado pelas bobinas 325 de campo externo. Formação da FRC pelos métodos da presente invenção também resulta na formação do campo elétrico e poço potencial da forma descrita em detalhe acima. Além disso, os métodos atuais podem ser facilmente estendidos para acelerar os parâmetros de nivel de FRC/reator e as correntes de combustível de elevada energia, e vantajosamente permite o confinamento clássico dos íons. Além disso, a técnica pode ser empregada em um dispositivo compacto e é muito robusta bem como fácil de implementar - sendo todas características altamente desejáveis para os sistemas de reator.

Nos métodos presentes, formação FRC se refere ao feixe 335 de plasma circulante. Pode ser considerado que o feixe 335 de plasma circulante, devido ao fato do mesmo ser uma corrente, cria um campo magnético poloidal, como criaria uma corrente elétrica em um fio circular. Dentro do feixe 335 de plasma circulante, o auto-campo magnético que o mesmo induz opõe-se ao campo magnético externamente aplicado devido à bobina externa 325. Fora do feixe 335 de plasma, o auto-campo magnético está na mesma direção que o campo magnético aplicado. Quando a corrente de íons de plasma é suficientemente grande, o auto-campo supera o campo aplicado, e o campo magnético inverte-se dentro do feixe 335 de plasma circulante, desse modo formando a topologia FRC como mostrado nas Figuras 8 e 10.

As exigências para inversão de campo podem ser estimadas com um modelo simples. Considere uma corrente elé- trica Ip carregada por um anel de raio ro maior e raio a<< ro menor. O campo magnético no centro do anel perpendicular ao anel é Bp = 27üIp/(cro). Suponha que a corrente Ip = Νρθ(Ωο/2π) seja conduzida por Np ions que têm uma velocidade angular Ωο. Para um único ion circulando no raio ro = Vo/Ωο, Ωο = eBo/mic é a freqüência de ciclotrônio para um campo Bo magnético externo. Suponha que Vo seja a velocidade média dos ions do feixe. Inversão de campo é definida como (64) o que significa que Np >2ro/(Xi, e (65) onde ai = e2/miC2 = 1,57 x IO-16 cm e a energia de feixe de ions é No modelo unidimensional, o campo magnético a partir da corrente de plasma é Bp = (2Jl/c)ip, onde ip é corrente por unidade de comprimento. A exigência de inversão de campo é ip > eVo/Jtroai = 0,225 kA/cm, onde Bo = 69,3 G e i/BjVo2 =iooeV . Para um modelo com anéis periódicos e Bz é tirada a média em relação à coordenada axial (Bz) = (2% / c) (Ip / s) (s é o espaçamento de anel), se s = ro, este modelo teria o mesmo campo magnético médio que aquele modelo dimensional com ip = Ip/s. TÉCNICA DE FORMAÇÃO DE FEIXE/BETATRON COMBINADOS Um método preferido de formar uma FRC dentro do sistema de confinamento 300 descrito acima é denominado aqui de técnica de feixe/betatron combinados. Essa abordagem combina feixes de baixa energia de ions de plasma com aceleração betatron utilizando a bobina 320 de fluxo betatron. A primeira etapa neste método é a de injetar uma camada de névoa substancialmente anular de plasma de irradiação de fundo na câmara 310 utilizando as fontes 345 de plasma de irradiação de fundo. A bobina externa 325 produz um campo magnético dentro da câmara 310, que magnetiza o plasma de irradiação de fundo. Em intervalos curtos, feixes de ions de baixa energia são injetados na câmara 310, através dos orifícios 340 de injeção, substancialmente transversais ao campo magnético externamente aplicado, dentro da câmara 310. Como explicado acima, os feixes de ions são aprisionados dentro da câmara 310 em órbitas betatron grandes por esse campo magnético. Os feixes de ions podem ser gerados por um acelerador de ions, tal como um acelerador compreendendo um diodo de íon e um gerador Marx. (vide R. B. Miller, An Introduction to the Physics of Intense Charged Particle Beams, (1982)). Como aqueles versados na técnica podem considerar o campo magnético externamente aplicado exercerá uma força Lorentz sobre o feixe de ions injetados tão logo o mesmo entre na câmara 310; contudo, é desejável que o feixe não deflita, e dessa forma não entre em uma órbita betatron, até que o feixe de ions alcance o feixe 335 de plasma circulante. Para resolver esses problemas, os feixes de ions são neutralizados com elétrons e dirigidos através de um campo magnético unidirecional substancialmente constante antes de entrar na câmara 310. Como ilustrado na Figura 26, quando o feixe 350 de ions é guiado através de um campo magnético apropriado, os ions positivamente carregados e os elétrons negativamente carregados se separam. 0 feixe 350 de ions dessa forma adquire uma autopolarização elétrica devido ao campo magnético. Esse campo magnético pode ser produzido mediante, por exemplo, um imã permanente ou mediante um eletroimã ao longo da trajetória do feixe de ions. Quando introduzido subseqüentemente na câmara 310 de confi-namento, o campo elétrico resultante equilibra a força magnética sobre as partículas de feixe, permitindo que o feixe de ions flutue não-defletido. A Figura 27 mostra uma vista de frente do feixe 350 de ions quando o mesmo contata o plasma 335. Como ilustrado, os elétrons a partir do plasma 335 se deslocam ao longo de linhas de campo magnético para dentro ou para fora do feixe 350, o que dessa forma drena a polarização elétrica do feixe. Quando o feixe não mais está eletricamente polarizado, o feixe se une ao feixe 335 de plasma circulante em uma órbita betatron em torno do eixo principal 315, como mostrado na Figura 25.

Quando o feixe 335 de plasma se desloca em sua órbita betatron, os ions em movimento compreendem uma corrente, a qual por sua vez dá origem a um auto-campo magnético poloidal. Para produzir a topologia FRC dentro da câmara 310, é necessário aumentar a velocidade do feixe 335 de plasma, desse modo aumentando a magnitude do auto-campo magnético que o feixe 335 de plasma causa. Quando o auto-campo magnético é grande o suficiente, a direção do campo magnético em distâncias radiais a partir do eixo 315 dentro do fei- xe 335 de plasma inverte, dando origem a uma FRC. (Vide Figuras 8 e 10). Pode ser considerado que, para manter a distância radial do feixe 335 de plasma circulante na órbita betatron, é necessário aumentar o campo magnético aplicado a partir da bobina 325 externa à medida que o feixe 335 de plasma aumenta em velocidade. Um sistema de controle é dessa forma provido para manter um campo magnético aplicado apropriado, determinado pela corrente através da bobina externa 325. Alternativamente, uma segunda bobina externa pode ser usada para proporcionar o campo magnético aplicado adicional que é exigido para manter o raio da órbita do feixe de plasma quando o mesmo é acelerado.

Para aumentar a velocidade do feixe 335 de plasma circulante em sua órbita, é provida a bobina 320 de fluxo betatron. Com referência à Figura 28, pode ser visto que aumentar uma corrente através da bobina 320 de fluxo betatron, através da Lei de Ampère, induz um campo elétrico azimutal, E, dentro da câmara 310. Os íons positivamente carregados no feixe 335 de plasma são acelerados por esse campo elétrico induzido, levando à inversão de campo como descrito acima. Quando os feixes de ions são acrescentados ao feixe 335 de plasma circulante, como descrito acima, o feixe 335 de plasma despolariza os feixes de íons.

Para inversão de campo, o feixe 335 de plasma circulante é preferivelmente acelerado até uma energia rotacio-nal de aproximadamente 100 eV, e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 75 eV até 125 eV. Para atingir condições relevantes de fusão, o feixe 335 de plasma circulante é preferivelmente acelerado até aproximadamente 200 keV e preferivelmente até uma faixa de aproximadamente 100 keV até 3,3 MeV.

Ao desenvolver as expressões necessárias para a aceleração betatron, é primeiramente considerada a aceleração das partículas individuais. O giro-raio de íons r = V/Ωι mudará porque V aumenta e o campo magnético aplicado deve mudar para manter o raio da órbita do feixe de plasma, r = = ν/Ωί (66) onde (67) e Ψ é o fluxo magnético: (68) onde (69) A partir da Equação 67, segue-se que (70) e (bz) =-2Bc+ Bo, supondo que os valores iniciais de Bf e B0 são ambos Bo. Equação 67 pode ser expressa como (71) Após integração a partir do estado inicial até o estado final onde =W0 e \mV2 =W, os valores finais dos campos magnéticos são (72) e (73) supondo Bo = 69,3 G, W/Wo = 1000, e ro/ra = 2. Esse cálculo é válido para uma coleta de íons, desde que todos eles estejam localizados quase que no mesmo raio ro e o número de ions seja insuficiente para alterar os campos magnéticos .

As modificações das equações betatron para acomodar o presente problema serão baseadas em equilíbrio unidi-mensional para escrever o feixe de plasma de múltiplos anéis, supondo que os anéis se dispersaram ao longo das linhas de campo e a dependência-z pode ser omitida. O equilíbrio é uma solução autoconsistente das equações Vlasov-Maxwell que pode ser resumido como a seguir: (a) A distribuição de densidade é a qual se aplica aos elétrons e prótons (supondo quase neutralidade); ro é a posição da densidade; e Ar é a largura da distribuição; e (b) 0 campo magnético é (75) onde Bc é o campo externo produzido pela bobina externa 325. Inicialmente, Bc=Bo. Essa solução satisfaz às condições de limite em que r=ra são condutores (BnOrmai=0) e equipotenciais com o potencial Φ=0. As condições de limite são satisfeitas se , de modo que se segue que rb= 26,5 cm . Ip é a corrente de plasma por unidade de comprimento.

As velocidades médias das partículas de feixe são Vi = roúJi e Ve = roúh, que são correlacionadas pela condição de equilíbrio: (76) onde Çíi = eBc/ (mie) . Inicialmente, supõe-se que Bc = Bo, (Oi = Ωι, e (üe = 0. (No equilíbrio inicial há um campo elétrico de tal modo que as flutuações ExB e Vfixi? são canceladas. Outros equilíbrios são possíveis de acordo com Bc.) As equações de equilíbrio supostamente são válidas se ú)i e Bc forem funções de tempo de variação lenta, porém ro = Vi/íii permanece constante. A condição para isso é a mesma que a Equação 66. A Equação 6? também é similar, porém, a função Ψ tem um termo adicional, isto é, Ψ = onde (77) e (78) A energia magnética por unidade de comprimento devido a corrente de feixe é (79) a partir da qual (80) A condição betatron da Equação 70 dessa forma é modificada de modo que (81) e a Equação 67 se torna: Após integração, (83) Paxa. Wo = 100 eV e W = 100 keV, Δβ. =-7,49 kG. Integração das Equações 81 e 82 determina o valor do campo magnético produzido pela bobina de campo: (84) (85) Se a energia final é 200 keV, Bc = 3,13 kG e Bf = 34,5 Kg. A energia magnética na bobina de fluxo seria A corrente de plasma é inicialmente 0,225 kA/cm correspondendo a um campo magnético de 140 G, a qual aumenta para 10 kA/cm e um campo magnético de 6,26 kG. Nos cálculos acima, arrasto devido a colisões Coulomb foi omitido. Na fase de injeçao/aprisionamento, a mesma era equivalente a 0,38 volt/cm. A mesma diminui à medida que a temperatura de elétron aumenta durante aceleração. 0 arrasto indutivo, o qual é incluído, é de 4,7 volts/cm, supondo aceleração até 200 keV em 100 μ3. A bobina 320 de fluxo betatron também equilibra o arrasto a partir das colisões e indutância. O arrasto fric-cional e indutivo pode ser descrito pela equação: (86) onde (Ti/mi) < Vb < (Te/m) . Aqui, % é a velocidade de feixe, Te e T± são temperaturas de elétron e ion, Ib é a corrente de ion de feixe, e é a indutância de anel. Além disso, ro = 20 cm e a = 4 cm. O arrasto Coulomb é determinado por (87) Para compensar o arrasto, a bobina 320 de fluxo betatron deve proporcionar um campo elétrico de 1,9 volt/cm (0,38 volt/cm para o arrasto Coulomb e 1,56 volt/cm para o arrasto indutivo). O campo maqnético na bobina 320 de fluxo betatron pode aumentar em 78 Gauss^s para realizar isso, em cujo caso Vb será constante. O tempo de elevação da corrente para 4,5 kA é de 18 με, de modo que o campo magnético BF aumentará em 1,4 kG. A energia de campo magnético exigida na bobina 320 de fluxo betatron é (88) TÉCNICA DE FORMAÇÃO BETATRON

Um outro método preferido de formar uma FRC dentro do sistema de confinamento 300 é denominado aqui de técnica de formação betatron. Essa técnica se baseia em guiar a corrente induzida betatron diretamente para acelerar um feixe 335 de plasma circulante utilizando a bobina 320 de fluxo betatron. Uma modalidade preferida dessa técnica utiliza o sistema de confinamento 300 ilustrado na Figura 25, exceto que a injeção de feixes de íons de baixa energia não é necessária .

Como é indicado, o componente principal da técnica de formação betatron é a bobina 320 de fluxo betatron montada no centro e ao longo do eixo da câmara 310. Devido à sua construção de enrolamentos paralelos separados, a bobina 320 exibe indutância muito baixa e, quando acoplada a uma fonte de força adequada, tem uma constante de tempo LC baixa, que permite rápida elevação da corrente na bobina 320 de fluxo.

Preferivelmente, a formação da FRC começa mediante energização das bobinas 325, 330 de campo, externas. Isto proporciona um campo de guia axial bem como componentes de campo magnético radial próximo às extremidades para confinar axialmente o plasma injetado dentro da câmara 310. Quando campo magnético suficiente é estabelecido, as fontes 345 de plasma de irradiação de fundo são energizadas a partir de seus próprios fornecimentos de energia. Plasma emanando a partir das pistolas flui ao longo do campo de guia axial e se espalha ligeiramente devido à sua temperatura. Quando o plasma alcança o plano médio da câmara 310, uma camada contínua, axialmente estendida, anular, de plasma frio em deslocamento lento é estabelecida.

Neste ponto a bobina 320 de fluxo betatron é ener-gizada. A corrente rapidamente em ascensão na bobina 320 causa um fluxo axial de mudança rápida no interior da bobina. Em virtude de efeitos indutivos esse aumento rápido em fluxo axial causa a geração de um campo E elétrico azimutal (vide Figura 29), o qual permeia o espaço em torno da bobina de fluxo. Através das equações de Maxwell, esse campo elétrico é diretamente proporcional à mudança em intensidade do fluxo magnético dentro da bobina, isto é: uma elevação de corrente de bobina betatron mais rápida levará a um campo elétrico mais forte. 0 campo elétrico indutivamente criado se liga às partículas carregadas no plasma e causa uma força ponderomo-tiva, a qual acelera as partículas na camada de plasma anular. Elétrons, em virtude de sua massa menor, são a primeira espécie a experimentar aceleração. A corrente inicial formada por esse processo é, dessa forma, principalmente devido aos elétrons. Contudo, tempo de aceleração suficiente (em torno de centenas de microssegundos) eventualmente também levará à corrente de íons. Com referência à Figura 29, esse campo elétrico acelera os elétrons e os íons em direções opostas. Quando ambas as espécies atingirem suas velocidades terminais a corrente é transportada de forma aproximadamente igual por ions e elétrons.

Como observado acima, a corrente carregada pelo plasma que gira dá origem a um auto-campo magnético. A criação da topologia FRC atual é iniciada quando o auto-campo magnético criado pela corrente na camada de plasma se torna comparável ao campo magnético aplicado a partir das bobinas 325, 330 de campo externo. Neste ponto ocorre a reconexão magnética, e as linhas de campo abertas, do campo magnético externamente produzido inicial, começam a fechar e formam as superfícies de fluxo FRC (vide Figuras 8 e 10). O FRC de base estabelecido por esse método exibe campo magnético modesto e energias de partícula que tipicamente não estão nos parâmetros de operação relevantes do reator. Contudo, o campo de aceleração elétrica indutiva persistirá, desde que a corrente na bobina 320 de fluxo beta-tron continue a aumentar em uma taxa rápida. O efeito deste processo é que a intensidade de campo magnético total e energia da FRC continua a crescer. A extensão desse processo é, dessa forma, principalmente limitada pelo fornecimento de energia de bobina de fluxo, uma vez que distribuição contínua de corrente exige um banco de armazenamento de energia maciço. Contudo, em princípio o mesmo é direto para acelerar o sistema para condições relevantes de reator.

Para inversão de campo, o feixe 335 de plasma circulante é preferivelmente acelerado até uma energia rotacio- nal de aproximadamente 100 eV, e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 75 eV até 125 eV. Para alcançar as condições relevantes de fusão, o feixe 335 de plasma circulante é preferivelmente acelerado até aproximadamente 200 keV e preferivelmente até uma faixa de aproximadamente 100 keV até 3,3 MeV. Quando feixes de ions são acrescentados ao feixe 335 de plasma circulante, como descrito acima, o feixe 335 de plasma despolariza os feixes de ions.

Experimentos - Aprisionamento de Feixe e Formação de FRC

Experimento 1: Propagação e aprisionamento de um feixe neutralizado em um recipiente de contenção magnética para criar uma FRC.

Propagação de feixe e aprisionamento foram demonstraram de forma bem-sucedida nos seguintes niveis de parâmetro : • Dimensões da câmara vácuo: aproximadamente 1 m de diâmetro, 1,5 m de comprimento. • Raio de bobina betatron de 10 cm. • Raio de órbita de feixe de plasma de 20 cm. • Energia cinética média de plasma de feixe em fluxo foi medida como sendo de aproximadamente 100 eV, com uma densidade de aproximadamente 1013 cm-3, temperaturas cinética da ordem de 10 eV e um comprimento de pulso de aproximadamente 20 μ3. • Campo magnético médio produzido no volume de aprisionamento foi de em torno de 100 Gauss, com período de ascensão de 150 μβ. Fonte: bobinas externas e bobinas beta- tron. • Plasma de irradiação de fundo de neutralização (substancialmente gás hidrogênio) foi caracterizada por uma densidade média de aproximadamente 1013 cm-3, temperatura ci-nética inferior a 10 eV. O feixe foi gerado em uma pistola de plasma do tipo de deflagração. A fonte de feixe de plasma era gás Hidrogênio neutro, que foi injetado através da parte posterior da pistola através de uma válvula de passagem especial. Modelos geométricos diferentes do conjunto de eletrodo foram utilizados em um arranjo cilíndrico global. A voltagem de carregamento foi ajustada tipicamente entre 5 e 7,5 kV. Correntes de ruptura de pico nas pistolas excederam 250.000 A. Durante parte dos ensaios experimentais, plasma pré-ionizado adicional foi provido por intermédio de um conjunto de pistolas a cabo periféricas pequenas alimentando o conjunto de eletrodo de pistola central antes, durante ou após injeção de gás neutro. Isto proporcionou comprimentos de pulso prolongados de acima de 25 μ3. O feixe neutralizado de baixa energia emergente foi esfriado por intermédio de passagem através de um tubo de flutuação de material não-condutor antes de entrar na câmara de vácuo principal. O plasma de feixe foi também pré-magnetizado enquanto fluindo através desse tubo por intermédio de imãs permanentes. O feixe autopolarizado enquanto se deslocando através do tubo de flutuação e entrando na câmara, causando geração de um campo elétrico interno de feixe que neutrali- zou as forças de campo magnético sobre o feixe. Em virtude desse mecanismo foi possível propagar os feixes como caracterizado acima através de uma região de campo magnético sem deflexão.

Mediante penetração adicional na câmara, o feixe atingiu a localização de órbita desejada e encontrou uma camada de plasma de irradiação de fundo provido por um sistema de pistolas a cabo e outras fontes de arco de superfície. A proximidade de densidade de elétron suficiente fez com que o feixe perdesse seu campo de autopolarização e seguisse órbitas semelhantes à partícula única, essencialmente aprisionando o feixe. Medições de sonda de ponto-B e de copo Fara-day confirmaram o aprisionamento do feixe e sua órbita. Ob-servou-se que o feixe realizou a órbita circular desejada mediante aprisionamento. 0 plasma de feixe foi seguido ao longo de sua órbita por aproximadamente ¾ de uma volta. As medições indicaram que perdas de fricção e indutivas contínuas fizeram com que as partículas de feixe perdessem energia suficiente para que os mesmos virassem no sentido para dentro a partir da órbita desejada e atingissem a superfície de bobina betatron aproximadamente na marca de 3A de uma volta. Para evitar isso, as perdas poderíam ser compensadas mediante fornecimento de energia adicional ao feixe em órbita mediante acionamento indutivo das partículas por intermédio da bobina betatron.

Experimento 2: Formação de FRC utilizando a técnica de formação combinada de feixe/betatron. A formação de FRC foi demonstrada de forma bem- sucedida utilizando a técnica de formação combinada de fei-xe/betatron. A técnica de formação combinada de fei-xe/betatron foi realizada experimentalmente em uma câmara de 1 metro de diâmetro e 1,5 metro de comprimento utilizando um campo magnético externamente aplicado de até 500 G, um campo magnético a partir da bobina 320 de fluxo betatron de até 5 kG, e um vácuo de 1,2 x 10-5 torr. No experimento, o plasma de irradiação de fundo tinha uma densidade de 1013cm-3 e o feixe de íons era um feixe de Hidrogênio neutralizado tendo uma densidade de 1,2 x 1013 cm-3, uma velocidade de 2 x 107 cm/s, e um comprimento de pulso de aproximadamente 20 με (em meia altura). Inversão de campo foi observada.

Experimento 3: Formação de FRC utilizando a técnica de formação betatron.

Formação de FRC utilizando a técnica de formação betatron foi demonstrada de forma bem-sucedida nos seguintes níveis de parâmetro: • Dimensões da câmara de vácuo: aproximadamente 1 m de diâmetro, 1,5 m de comprimento. • Raio de bobina betatron de 10 cm. • Raio da órbita de plasma de 20 cm. • Campo magnético externo médio produzido na câmara de vácuo foi de até 100 Gauss, com um período de ascensão de 150 με e uma relação de reflexão de 2 para 1. (Fonte: Bobinas externas e bobinas betatron). • O plasma de irradiação de fundo (substancialmente gás Hidrogênio) foi caracterizado por uma densidade média de aproximadamente 1013 cm-3, temperatura cinética inferior a 10 eV. • A vida útil da configuração foi limitada pela energia total armazenada no experimento e geralmente era de aproximadamente 30 με.

Os experimentos prosseguiram mediante, primeiramente, injeção de uma camada de plasma de irradiação de fundo por dois conjuntos de pistolas de cabo coaxial montadas de uma forma circular dentro da câmara. Cada grupo de oito pistolas foi montado em um dos dois conjuntos de bobina de reflexão. As pistolas foram espaçadas de forma azimutal de modo eqüidistante e descentradas em relação ao outro conjunto. Esse arranjo permitiu que as pistolas fossem disparadas simultaneamente e dessa forma criou-se uma camada de plasma anular.

Mediante estabelecimento dessa camada, a bobina de fluxo betatron foi energizada. Corrente em elevação nos en-rolamentos de bobina betatron causaram um aumento no fluxo dentro da bobina, o que deu origem a um campo elétrico azimutal virando em torno da bobina betatron. Rápida elevação e elevada corrente na bobina de fluxo betatron produziram um campo elétrico vigoroso, o qual acelerou a camada de plasma anular e desse modo induziu uma corrente de tamanho considerável. Corrente de plasma suficientemente forte produziu um auto-campo magnético que alterou o campo externamente suprido e causou a criação da configuração de campo invertido. Medições detalhadas com laços de ponto-B identificaram a extensão, intensidade e duração da FRC.

Um exemplo de dados típicos é mostrado pelos tra- ços de sinais de sonda de ponto-B na Figura 30. A curva A de dados representa a intensidade absoluta do componente axial do campo magnético no plano médio axial (75 cm a partir de qualquer uma das chapas de extremidade) da câmara experimental e em uma posição radial de 15 cm. A curva B de dados representa a intensidade absoluta do componente axial do campo magnético no plano médio axial da câmara e em uma posição radial de 30 cm. 0 conjunto de dados da curva A, portanto, indica intensidade de campo magnético dentro da camada de plasma de combustível (entre a bobina betatron e o plasma) enquanto que o conjunto de dados da curva B ilustra a intensidade do campo magnético fora da camada de plasma de combustível. Os dados indicam claramente que o campo magnético interno inverte a orientação (é negativa) entre aproximadamente 23 e 47 με, enquanto que o campo externo permanece positivo, isto é, não inverte a orientação. 0 tempo de inversão é limitado pela ascensão de corrente na bobina betatron. Quando corrente de pico é atingida na bobina betatron, a corrente induzida na camada de plasma de combustível começa a diminuir e a FRC rapidamente diminui. Até o presente a vida útil da FRC é limitada pela energia que pode ser armazenada no experimento. Como com os experimentos de injeção e de aprisionamento, o sistema pode ser modernizado para proporcionar vida útil mais longa de FRC para parâmetros relevantes de reator.

No geral, essa técnica não apenas produz uma FRC compacta, mas também é robusta e de implementação direta. Mais importante, a FRC de base criada por esse método pode ser facilmente acelerada até qualquer nível desejado de energia rotacional e de intensidade de campo magnético. Isso é crucial para aplicações de fusão e confinamento clássico de feixes de combustível de elevada energia.

Experimento 4: Formação de FRC utilizando a técnica de formação betatron.

Uma tentativa para formar uma FRC utilizando a técnica de formação betatron foi realizada experimentalmente em uma câmara de 1 metro de diâmetro e 1,5 metro de comprimento utilizando um campo magnético externamente aplicado de até 500 G, um campo magnético a partir da bobina 320 de fluxo betatron de até 5 kG, e um vácuo de 5 x 10-6 torr. No experimento, o plasma de irradiação de fundo compreende substancialmente Hidrogênio com uma densidade de 1013 cm-3 e uma vida útil de aproximadamente 40 μβ. Foi observada inversão de campo.

FUSÃO

De forma significativa, essas duas técnicas para formar uma FRC dentro de um sistema de contenção 300 descrito acima, ou semelhante, podem resultar em plasmas tendo propriedades adequadas para causar no mesmo fusão nuclear. Mais especificamente, a FRC formada por esses métodos pode ser acelerada até qualquer nível desejado de energia rotacional e intensidade de campo magnético. Isto é crucial para aplicações de fusão e confinamento clássico de feixes de combustível de elevada energia. No sistema de confinamento 300, portanto, torna-se possível aprisionar e confinar feixes de plasma de elevada energia por períodos de tempo sufi- cientes para causar com os mesmos uma reação de fusão.

Para acomodar a fusão, a FRC formada por esses métodos é preferivelmente acelerada até níveis apropriados de energia rotacional e intensidade de campo magnético pela aceleração betatron. Fusão, contudo, tende a exigir um conjunto específico de condições físicas para que qualquer reação ocorra. Além disso, para conseguir queima eficiente do combustível e obter um equilíbrio positivo de energia, o combustível tem que ser mantido nesse estado substancialmente inalterado por períodos de tempo prolongados. Isso é importante, uma vez que a temperatura cinética elevada e/ou energia caracteriza um estado relevante de fusão. A criação desse estado, portanto, exige entrada de energia relativamente grande, a qual pode ser recuperada apenas se a maior parte do combustível for submetida à fusão. Como uma conse-qüência, o tempo de confinamento do combustível tem que ser mais longo do que o seu tempo de queima. Isso conduz a um equilíbrio positivo de energia e conseqüentemente saída de energia líquida.

Uma vantagem significativa da presente invenção é que o sistema de confinamento, e plasma, descritos aqui, são capazes de tempos de confinamento longos, isto é, tempos de confinamento que excedem os tempos de queima de combustível. Um estado típico para fusão é, dessa forma, caracterizado pelas seguintes condições físicas (as quais tendem a variar com base no combustível e no modo de operação): Temperatura média de íon: em uma faixa de aproximadamente 30 até 230 keV e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 80 keV até 230 keV.

Temperatura média de elétron: em uma faixa de aproximadamente 30 até 100 keV e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 80 até 100 keV.

Energia coerente dos feixes de combustível (feixes de íons injetados e feixes de plasma circulante): em uma faixa de aproximadamente 100 keV até 3,3 MeV e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 300 keV até 3,3 MeV.

Campo magnético total: em uma faixa de aproximadamente 47,5 a 120 kG e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 95 a 12 0 kG (com o campo externamente aplicado em uma faixa de aproximadamente 2,5 a 15 kG e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 5 a 15 kG).

Tempo de Confinamento Clássico: maior do que o tempo de queima de combustível e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 10 a 100 segundos.

Densidade de íon de combustível: em uma faixa de aproximadamente 1014 até menos do que 1016 cm-3 e preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 1014 até 1015 cm-3.

Potência Total de Fusão: preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 50 a 450 kW/cm (potência por cm de comprimento da câmara).

Para acomodar o estado de fusão ilustrado acima, a FRC é preferivelmente acelerada até um nível de energia ro-tacional coerente preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 100 keV a 3,3 MeV, e mais preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 300 keV a 3,3 MeV, e um nível de intensidade de campo magnético preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 45 até 120 kG, e mais preferivelmente em uma faixa de aproximadamente 90 até 115 kG. Nesses níveis, feixes de íons de elevada energia podem ser injetados na FRC e aprisionados para formar uma camada de feixe de plasma em que os íons de feixe de plasma são confinados magneticamente e os elétrons de feixe de plasma são confinados eletrostati-camente.

Preferivelmente, a temperatura de elétron é mantida tão baixa quanto praticamente possível para reduzir a quantidade de irradiação bremsstrahlung, a qual, pode de outro modo, levar a perdas de energia radioativa. O poço de energia eletrostática da presente invenção proporciona um meio eficaz de realizar isso. A temperatura de íon é mantida preferivelmente em um nível que proporciona queima eficiente uma vez que a seção transversal da fusão é uma função da temperatura de íon. Energia direta elevada dos feixes de íon de combustível é essencial para proporcionar transporte clássico como discutido nesse pedido. A mesma também minimiza os efeitos das instabilidades sobre o plasma de combustível. 0 campo magnético é compatível com a energia de rotação de feixe. 0 mesmo é particularmente criado pelo feixe de plasma (auto-campo) e por sua vez proporciona o suporte e força para manter o feixe de plasma na órbita desejada.

PRODUTOS DE FUSÃO

Os produtos de fusão têm origem predominantemente próximo à superfície nula de onde eles emergem mediante difusão em direção à separatriz 84 (vide Figura 8) . Isso se deve a colisões com os elétrons (uma vez que colisões com os ions não alteram o centro de massa; e, portanto não fazem com que os mesmos mudem as linhas de campo) . Devido à sua enerqia cinética elevada (ions de produto têm energia muito mais elevada do que os ions de combustível), os produtos de fusão podem facilmente cruzar a separatriz 84. Quando os mesmos estão além da separatriz 84, os mesmos podem sair ao longo das linhas 80 de campo abertas desde que eles experimentem dispersão a partir das colisões de ion-íon. Embora esse processo de colisão não leve à difusão, o mesmo pode mudar a direção do vetor de velocidade de ions de tal modo que o mesmo aponta paralelo ao campo magnético. Essas linhas 80 de campo abertas conectam a topologia FRC do núcleo com o campo aplicado uniforme provido fora da topologia FRC. íons de produto emergem em linhas de campo diferentes, as quais eles seguem com uma distribuição de energias; vantajosamente na forma de um feixe anular giratório. Nos campos magnéticos fortes encontrados fora da separatriz 84 (tipicamente em torno de 100 kG) , os íons de produto têm uma distribuição associada de giro-raios que varia de um valor mínimo de aproximadamente 1 cm até um valor máximo de aproximadamente 3 cm para os íons de produto mais ativos.

Inicialmente os íons de produto têm energia longitudinal bem como rotacional caracterizado por M(vpar)2 e ^ M (Vperp)2 . Vperp é a velocidade azimutal associada à rotação em torno de uma linha de campo como o centro orbital. Uma vez que as linhas de campo se espalham após sair das proximidades da topologia FRC, a energia rotacional tende a dimi- nuir enquanto que a enerqia total permanece constante. Isto é uma conseqüência da invariância adiabática do momento magnético dos íons de produto. É sabido na técnica que partículas carregadas realizando órbitas em um campo magnético tem um momento magnético associado ao seu movimento. No caso das partículas se deslocando ao longo de um campo magnético de mudança lenta, também existe uma invariância adiabática do movimento descrito por ½ M(vperp)2/B. Os íons de produto realizando órbitas em torno de suas linhas de campo respectivas têm um momento magnético e uma tal invariância adiabática associada ao seu movimento. Uma vez que B diminui em um fator de aproximadamente 10 (indicado pela dispersão das linhas de campo) , segue-se que vperp de forma semelhante diminuirá em aproximadamente 3,2. Dessa forma, quando os íons de produto chegassem na região de campo uniforme sua energia rotacional seria inferior a 5% de sua energia total; em outras palavras quase que toda a energia está no componente longitudinal.

Embora a invenção esteja sujeita a diversas modificações e formas alternativas, um exemplo específico da mesma foi mostrado nos desenhos e é descrito aqui em detalhe. Deve ser entendido, contudo, que a invenção não deve ser limitada à forma específica revelada, mas ao contrário, a invenção deve cobrir todas as tais modificações, equivalentes e alternativas compreendidas no espírito e escopo das reivindicações anexas.

REIVINDICAÇÕES

Claims

1. Método para confinamento de plasma de ions e elétrons dentro de uma câmara CARACTERIZADO por compreender as etapas de: aplicar um campo magnético na câmara de reator, formar um campo magnético de configuração invertido de campo (FRC) dentro de uma câmara de reator (310) quase um plasma de feixe giratório (335) compreendendo uma pluralidade de ions e elétrons por (a) injetar feixes de ion dentro de um plasma de irradiação de fundo dentro da câmara de reator e formar um plasma de feixe giratório, gerando um au-to-campo magnético poloidal em torno do plasma de feixe giratório e aumentar a velocidade rotacional do plasma de feixe giratório para aumentar a magnitude do auto-campo magnético além da magnitude do campo magnético aplicado ocasionando inversão de campo internamente no plasma de feixe giratório e formação do FRC, e (b) injetar plasma dentro do campo magnético aplicado dentro da câmara, aplicar um campo elétrico azimutal dentro da câmara levando o plasma a girar e formar um auto-campo magnético poloidal e aumentar a velocidade rotacional do plasma para aumentar a magnitude do auto-campo magnético dentro do plasma para um nivel que supere a magnitude do campo magnético aplicado causando uma inversão de campo e formação de um campo magnético combinado possuindo uma topologia FRC; confinar magneticamente uma pluralidade de ions de plasma dentro da câmara de reator (310) usando o campo magnético (FRC); e gerar um poço de energia potencial eletrostática em uma magnitude de poço que corresponde a uma magnitude de campo magnético de um campo elétrico aplicado e a uma velocidade de feixes de ions injetados no plasma de feixe giratório, confinar de forma eletrostática uma pluralidade de elétrons de plasma dentro do poço de energia potencial eletrostática formado dentro da câmera de reator, sintonizar a magnitude do campo magnético aplicado para manter o plasma de feixe rotativo em um tamanho radial predeterminado, e sintonizar o campo eletrostático do poço potencial de energia eletrostática ajustando a magnitude do campo magnético aplicado.

2. Método, de acordo com a reivindicação 1, CARACTERIZADO por ainda compreender a etapa de injetar feixes de ion dentro da câmara de reator.

3. Método, de acordo com a reivindicação 1, CARACTERIZADO por etapa de aplicar um campo magnético inclui energizar uma pluralidade de bobinas (325) de campo estendendo-se em torno da câmara.

4. Método, de acordo com a reivindicação 2, CARACTERIZADO por feixes de ion serem injetados substancialmente transversos ao campo magnético aplicado.

5. Método, de acordo com a reivindicação 4, CARACTERIZADO por a etapa de injetar feixes de ion ainda compreender as etapas de: neutralizar os feixes de ions, drenar a polarização elétrica dos feixes de ion neutralizados, e exercer uma força Lorentz devido ao campo magnético aplicado sobre os feixes de ions neutralizados para arquear os feixes de ions para órbitas betatron.

6. Método, de acordo com a reivindicação 1, CARACTERIZADO por a etapa de aumentar a velocidade rotacio-nal do plasma de feixe giratório incluir a etapa de circular corrente através de uma bobina de fluxo de betatron (320) dentro da câmara induzindo um campo elétrico azimutal dentro da câmara.

7. Método, de acordo com a reivindicação 6, CARACTERIZADO por ainda compreender a etapa de aumentar a corrente através da bobina de fluxo para acelerar o plasma de feixe giratório para uma energia rotativa relevante a fusão .

8. Método, de acordo com a reivindicação 7, CARACTERIZADO por ainda compreender as etapas de injetar feixes de ion de alta energia dentro do FRC e reter os feixes em órbitas de betatron dentro do FRC.

9. Método, de acordo com a reivindicação 1, CARACTERIZADO por a etapa de gerar um campo eletrostático incluir aplicar um campo magnético aplicado em uma magnitude que corresponde a um campo eletrostático que está confinando uma pluralidade de elétrons de plasma de feixe.

10. Método, de acordo com a reivindicação 1, CARACTERIZADO por a etapa de aplicar o campo elétrico azimutal incluir a etapa de energizar uma bobina de fluxo beta- tron dentro da câmara.

11. Método, de acordo com a reivindicação 10, CARACTERIZADO por ainda compreender a etapa de aumentar a taxa de mudança da corrente através da bobina de fluxo para acelerar o feixe de plasma giratório a uma energia rotacio-nal de nível de fusão.

12. Método, de acordo com a reivindicação 11, CARACTERIZADO por ainda compreender as etapas de injetar feixes de íon de energia de nível de fusão no FRC e reter os feixes em órbitas betatron dentro do FRC.

13. Método, de acordo com a reivindicação 12, CARACTERIZADO por a etapa de injetar os feixes de íon ainda compreender as etapas de: neutralizar os feixes de íon, drenar a polarização elétrica dos feixes de íon neutralizados, e exercer uma força Lorentz devido ao campo magnético aplicado sobre os feixes de íons neutralizados para arquear os feixes de íons para órbitas betatron.