BRPI0216114B1 - fusão controlada em uma configuração invertida de campo e conversão de energia direta - Google Patents

Description

“FUSÃO CONTROLADA EM UMA CONFIGURAÇÃO INVERTIDA DE CAMPO E CONVERSÃO DE ENERGIA DIRETA1" Dividido do pedido de patente de invenção PI 0207400-1, depositado em 18/03/2002.

CAMPO DA INVENÇÃO A invenção diz respeito em geral ao campo de física de plasma, e, em particular, aos métodos e aparelhos para confinar o plasma para permitir a fusão nuclear e para converter a energia dos produtos de fusão em eletricidade.

FUNDAMENTO DA INVENÇÃO

Fusão é o processo pelo qual dois núcleos leves são combinados para formar um núcleo mais pesado. O processo de fusão libera uma tremenda quantidade de energia na forma de partículas de movimento rápido. Devido ao fato dos núcleos atômicos serem positivamente carregados - devido aos prótons neles contidos - hã uma força eletrostática repulsiva, ou Coulomb, entre eles. Para ocorrer a fusão entre dois núcleos, esta barreira repulsiva deve ser superada, o que ocorre quando dois núcleos são colocados próximos o bastante, assim as forças nucleares de alcance limitado ficam fortes o bastante para superar a força Coulomb e fundir os núcleos. A energia necessária para os núcleos superarem a barreira Coulomb é fornecida por suas energias térmicas que devem ser muito altas. Por exemplo, a taxa de fusão pode ser apreciável se a temperatura for pelo menos da ordem de 10* eV - correspondendo abruptamente a 100 milhões de graus Kelvin. A taxa de uma reação de fusão é uma função da temperatura, e é caracterizada por uma quantidade denominada 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: onde D indica deutérío, 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 entre parênteses em cada equação indicam a energia cinética dos produtos de fusão.

As primeiras duas reações acima listadas - as reações D-D e D-T - são neutrõ-nicas, o que significa que a maior parte da energia de seus produtos de fusão é carregada através dos nêutrons rápidos. As desvantagens das reações neutrònicas são que (1) o fluxo de nêutrons rápidos cria muitos problemas, incluindo dano estrutural das paredes do reator e níveis altos de radioatividade para a maioria dos materiais de construção; e (2) a energia de nêutrons rápidos é colhida convertendo sua energia térmica em energia elétrica, que é muito ineficiente (menos que 30 %). As vantagens das reações neutrònicas são que (1} seus picos de reatividade a uma temperatura relativamente baixa; e (2) suas perdas devido à radiação são relativamente baixos porque os números atômicos de deutério e trítio são 1.

Os reagentes nas outras duas equações - D-He3 e p-B'1 - são denominados combustíveis avançados, Em vez de produzir nêutrons rápidos, como nas reações nêutron icas, seus produtos de fusão sio partículas carregadas. Uma vantagem dos combustíveis avançados é que eles criam muito menos nêutrons e, portanto sofrem menos das desvantagens a eles associadas, No caso de D-He3, alguns nêutrons rápidos são produzidos por reações secundárias, mas estes nêutrons respondem apenas cerca de 10 por cento da energia dos produtos de fusão. A reação p-B11 é livre de nêutrons rápidos, embora produz alguns nêutrons lentos que são o resultado das reações secundárias mas criam muito menos problemas. Outra vantagem dos combustíveis avançados é que seus produtos de fusão compreendem partículas carregadas cuja energia cinética pode ser diretamente conversível em eletricidade, Com um processo de conversão de energia direto apropriado, a energia dos produtos de fusão de combustíveis avançados pode ser colhida com uma eficiência alta, possivelmente mais de 90 por cento.

Os combustíveis avançados têm desvantagens, também. Por exemplo, os números atômicos dos combustíveis avançados são mais altos (2 para H3 e 5 para B"). Portanto, suas perdas de radiação sio maiores que nas reações neutrònicas. Também, é muito mais difícil de fazer os combustíveis avançados fundirem-se. Suas reatividades de pico ocorrem em temperaturas muito mais altas e não alcançam tão alta quanto a reatividade para D-T. Causando uma reação de fusão com os combustíveis avançados desse modo requer que eles sejam trazidos para um estado de energia mais alta onde sua reatividade é significativa. Consequentemente, os combustíveis avançados devem ser contidos durante um período de tempo mais longo em que eles podem ser trazidos para condições de fusão apropriadas. O tempo de retenção para um plasma ê Δt = ^/D, onde r é uma dimensão mínima do plasma e D é um coeficiente de difusão. O valor clássico do coeficiente de difusão é Dc = a,?hmt onde a,é o girorraio do íon e%éo tempo de colisão do íon-elétron. Difusão de acordo com o coeficiente de difusão clássica é chamada transporte clássico. O coeficiente de difusão Bohm, atribuído às ínstabilidades de comprimento curto de onda, é Ds = (1/16)3¾ onde Ω/ é a girofreqüência do íon. A difusão de acordo com esta relação é chamada transporte anômalo. Para condições de fusão, Da/Dc = (1/16)Ω,τ»0 = 10a, transporte anômalo resulta em um tempo de retenção muito mais curto que o transporte clássico. Esta relação determina quão grande um plasma deve estar em um reator de fusão, pelo requerimento que o tempo de retenção para uma certa quantidade de plasma deve ser mais longo que o tempo para o plasma ter uma reação de fusão nuclear. Portanto, a condição de transporte clássico é mais desejável em um reator de fusão, permitindo plasmas iniciais menores.

Em experimentos anteriores com confinamento toroidal do plasma, um tempo de retenção de At = r?De foi observado. O progresso nos últimos 40 anos aumentou o tempo de retenção para At = 1000 ffDB. Um conceito de reator de fusão existente é o Tokamak, O campo magnético de um Tokamak 68 e uma órbita de partícula típica 66 são ilustrados na Fig. 5. Durante os últimos 30 anos, esforços de fusão estiveram focalizados no reator de Tokamak usando um combustível D-T. Estes esforços culminaram no Reator Experimentai Termonuclear Internacional (ITER), ilustrado na Fig. 7. Recentes experimentos com Tokamaks sugerem que transporte clássico, At = Ff/DCl é possível, em cujo caso a dimensão mínima de plasma pode ser reduzida de metros para centímetros. Estes experimentos envolveram a injeção de feixes energéticos (50 a 100 keV), para aquecer o plasma para temperaturas de 10 a 30 keV. Ver W. Heidbrink & G. j. Sadler, 34 Nuclear Fusíon 535 (1994), Os íons dos feixes energéticos nestes experimentos foram observados reduzir a velocidade e difundirem-se classicamente embora o plasma térmico continuasse difundindo de modo anômalo rápido. A razão para isto é que os íons dos feixes energéticos têm um girorraio grande e, como tal, é insensível às flutuações com comprimentos de onda mais curtos que o girorraio de íon (A < a,). As flutuações de comprimento curto de onda tendem a ratear em um ciclo e desse modo cancelar. Porém, os elétrons têm um girorraio muito menor, assim eles respondem às flutuações e transportam de modo anômalo.

Por causa do transporte anômalo, a dimensão mínima do plasma deve ser pelo menos 2,8 metros. Devido a esta dimensão, o ITER foi criado com 30 metros de altura e 30 metros de diâmetro. Este é o menor reator do tipo Tokamak de D-T que é possível.

Para combustíveis avançados, como D-He3 e p-B11, o reator do tipo Tokamak pode ter que ser muito maior porque o tempo para um íon de combustível ter uma reação nuclear é mais longo. Um reator de Tokamak usando combustível D-T tem o problema adicional que a maioria da energia da energia dos produtos de fusão é levada por nêutrons de 14 MeV, que causam dano de radiação e induzem a reatividade em quase todos materiais de construção devido ao fluxo de nêutrons. Além disso, a conversão de sua energia em eletricidade deve ser por um processo térmico que não é mais que 30 % eficiente.

Outra configuração de reator proposta é um reator de feixe de colisão. Em um reator de feixe de colisão, um plasma de base é bombardeado por feixes de íons. Os feixes compreendem íons com uma energia que é muito maior que o plasma térmico. Produzindo reações de fusão úteis neste tipo de reator tem sido impraticável porque o plasma de base reduz a velocidade dos feixes de íons. Várias propostas foram feitas para reduzir este problema e maximizar o número de reações nucleares.

Por exemplo, a Patente U. S. No. 4.065.351 de Jassby et al. divulga um método de produzir feixes de colisão contra-fluxo de deuterônios e trítons em um sistema de confinamento toroidal. Na Patente U. S. No. 4.057.462 de Jassby et al., energia eletromagnética é injetada para opor-se aos efeitos de arrastamento do plasma de equilíbrio de massa em uma das espécies iônicas. O sistema de confinamento toroidal é identificado como um Tokamak. Na Patente U. S. No. 4.894.199 de Rostoker, os feixes de deutério e trítio são injetados e capturados com a mesma velocidade média em uma configuração de Tokamak, de reflexão ou invertida de campo. Há um plasma de base fresco de baixa densidade para o propósito exclusivo de capturar os feixes. Os feixes reagem porque eles têm uma temperatura alta, e a redução da velocidade é principalmente causada por elétrons que acompanham os íons injetados. Os elétrons são aquecidos pelos íons em cujo caso a redução da velocidade é mínima.

Em nenhum destes dispositivos, porém, um campo elétrico de equilíbrio representa qualquer parte. Também, não há nenhuma tentativa para reduzir, ou até mesmo considerar, o transporte anômalo.

Outras patentes consideram confinamento eletrostático de íons e, em alguns casos, confinamento magnético de elétrons. Estas incluem Patente U. S. No. 3.258.402 de Farnsworth e Patente U. S. No. 3.386.883 de Farnsworth que divulgam confinamento eletrostático de íons e confinamento inercial de elétrons; Patente U. S. No. 3.530.036 de Hirsch et al. e Patente U. S. No. 3.530.497 de Hirsch et al. são similares à de Farnsworth; a Patente U. S. No. 4.233.537 de Limpaecher divulga confinamento eletrostático de íons e confinamento magnético de elétrons com paredes refletoras de cúspide de pólos múltiplos; e Patente U. S, No. 4.826.646 de Bussard que é similar àde Límpa-echer e envolve cúspides de ponto. Nenhuma destas patentes considera confinamento eletrostático de elétrons e confinamento magnético de íons. Embora houve muitos projetos de investigação sobre o confinamento eletrostático de íons, nenhuma delas teve o sucesso de estabelecer os campos eletrostáticos requeridos quando os íons têm a densidade requerida por um reator de fusão. Por fim, nenhuma das patentes acima citadas debate uma topologia magnética de configuração invertida. A configuração invertida de campo (FRC) foi descoberta acidental mente por volta de 1960 no Laboratório de Pesquisa Naval durante experimentos de teta constri-ção, Uma topologia de FRC típica, em que o campo magnético interno inverte a direção, é ilustrada na Fig. 8 e Fig. 10, e órbitas da partícula em uma FRC são ilustradas na Fig. 11 e Fig. 14. Com relação â FRC, muitos programas de pesquisa foram patrocinados nos Estados Unidos e Japão. Há um documento de revisão abrangente sobre a teoria e experimentos da pesquisa de FRC de 1960-1988. Ver M. Tuszewski, 28 Nuclear Fusion 2033, (1988). Um documento branco sobre desenvolvimento de FRC descreve a pesquisa em 1996 e recomendações para pesquisa futura. Ver L C. Steinhauer et al,, 30 Fusion Technology 116 (1996), Até agora, nos experimentos de FRC, a FRC foi formada com o método de teta constrição. Uma consequência deste método de formação é que os íons e elétrons cada um carrega metade da corrente que resulta em um campo eletrostático desprezível no plasma e nenhum confinamento eletrostático. Os íons e elétrons nestas FRCs foram contidos magneticamente. Em quase todos os experimentos de FRC, transporte anômalo foi assumido. Ver, e.g,, Tuszewski, começando da seção 1.5.2, na página 2072, Desse modo, é desejável fornecer um sistema de fusão tendo um sistema de retenção que tende a reduzir substancialmente ou eliminar o transporte anômalo de íons e elétrons e um sistema de conversão de energia que converte a energia dos produtos de fusão em eletricidade com eficiência alta.

SUMÁRIO DA INVENÇÃO A presente invenção é direcionada a um sistema que facilita fusão controlada em um campo magnético tendo uma topologia invertida de campo e a. conversão direta de energias dos produtos de fusão em energia elétrica, O sistema, aqui referido como um sistema de geração de força elétrica de plasma (PEG), preferivelmente inclui um reator de fusão tendo um sistema de retenção que tende a reduzir substancialmente ou eliminar o transporte anômalo de íons e elétrons, Além disso, o sistema de PEG inclui um sistema de conversão de energia acoplado ao reator que diretamente converte as energias dos produtos de fusão em eletricidade com eficiência alta.

Em um aspecto inovador da presente invenção, o transporte anômalo tanto para íons quanto para elétrons tende ser substancialmente reduzido ou eliminado. O transporte anômalo de íons tende ser evitado magneticamente confinando os íons em um campo magnético de configuração invertida de campo (FRC). Para elétrons, o transporte anômalo de energia é evitado ajustando um campo magnético externamente aplicado para desenvolver um campo elétrico forte, que confina os elétrons eletrostatica-mente um poço de potencial fundo. Como resultado, os plasmas de combustível de fusão que podem ser usados com o presente aparelho e processo de confinamento não são limitados aos combustíveis neutrônicos, mas também vantajosamente incluem combustíveis avançados ou aneutrônicos. Para combustíveis aneutrônicos, a energia de reação de fusão é quase completamente na forma de partículas carregadas, i.e., íons energéticos que podem ser manipulados em um campo magnético e, dependendo do combustível, causa pouca ou nenhuma radioatividade.

Em outro aspecto inovador da presente invenção, um sistema de conversão de energia direto é usado para converter a energia cinética dos produtos de fusão diretamente em força elétrica reduzindo a velocidade das partículas carregadas através de um campo eletro-magnético. Vantajosamente, o sistema de conversão de energia direto da presente invenção tem as eficiências, tolerâncias das energias das partículas e capacidade eletrônica para converter a freqüência e a fase da força de saída de fusão de cerca de 5 MHz para igualar à freqüência de uma grade de força externa de 60 Hertz.

Em uma modalidade preferida, o sistema de retenção do plasma do reator de fusão 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 que compreende um feixe de circulação de íons. Os íons da camada do feixe de plasma anular estão contidos substancialmente dentro da câmara magneticamente em órbitas e os elétrons estão contidos substancialmente dentro do 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 também bobinas de reflexão próximas das extremidades da câmara que aumentam a magnitude do campo magnético aplicado nas extremidades da câmara. O sistema pode também compreender um injetor de feixe para injetar um feixe de íons neutralizados dentro do campo magnético aplicado, em que o feixe entra em uma órbita devido à força causada pelo campo magnético aplicado. Em outro aspecto das modalidades preferidas, o sistema forma um campo magnético tendo uma topologia de uma configuração invertida de campo.

Em outra modalidade preferida, o sistema de conversão de energia compreende conversores de ciclotron invertidos (ICC) acoplados às extremidades opostas do reator de fusão. Os ICCs têm uma geometria semelhante a cilindro oco formada de eletrodos semi-cilíndricos múltiplos, preferivelmente quatro ou igual ou maior, com pequenos intervalos retos se estendendo entre eles. Em operação, um potencial de oscilação ê aplicado aos eletrodos em uma forma alternada. O campo elétrico E dentro do ICC tem uma estrutura de pólos múltiplos e desaparece nos eixos de simetria e aumenta linearmente com o raio; o valor de pico sendo o intervalo, Além disso, o ICC inclui um gerador de campo magnético para aplicar um campo magnético uniforme unidirecional em uma direção substancialmente oposta à do sistema de retenção do reator de fusão. Em uma extremidade mais distante do núcleo de força do reator de fusão o ICC inclui um coletor de íon. Entre o núcleo de força e o ICC encontra-se uma cúspide magnética simétrica em que o campo magnético do sistema de retenção funde-se com o campo magnético do ICC, Um coletor de elétrons em forma anular é posicionado em volta da cúspide magnética e eletricamente acoplado ao coletor de íon.

Em ainda em ainda outra modalidade preferida, os núcleos do produto e os elétrons de neutralização de carga emergem como os feixes anulares de ambas as extremidades do núcleo do reator de força com uma densidade na qual a cúspide magnética separa os elétrons e os íons devido as suas diferenças de energia. Os elétrons seguem as linhas do campo magnético para o coletor de elétrons e os íons passam pela cúspide onde as trajetórias dos íons são modificadas para seguir uma trajetória substancialmente helicoidal ao longo do comprimento do ICC. A energia é removida dos íons à medida que eles espiraiam além dos eletrodos, que estão conectados a um circuito ressonante, A perda de energia perpendicular tende a ser maior para os íons de energia mais alta que inicialmente circulam perto dos eletrodos onde o campo elétrico é mais forte.

Outros aspectos e características da presente invenção tornarão evidentes da consideração da descrição a seguir considerada com os desenhos em anexo.

BREVE DESCRICÃO DOS DESENHOS

As modalidades preferidas são ilustradas por via de exemplo, e não por via de limitação, nas figuras dos desenhos em anexo, em que tais numerais de referência referem-se a tais componentes.

Fig. 1 ilustra uma câmara de confinamento exemplar da presente invenção.

Fig. 2 ilustra o campo magnético de uma FRC.

Figs. 3A e 3B ilustram, respectivamente, a direção diamagnética e contra-dia-magnética em uma FRC.

Fig. 4 ilustra o sistema de feixes de colisão da presente invenção.

Fig. 5 ilustra uma órbita de betatron.

Figs. 6A e 6B ilustram, respectivamente, o campo magnético e a direção do desvio do gradiente em uma FRC.

Figs. 7A e 7B ilustram, respectivamente, o campo elétrico e a direção do desvio de Ê x B em uma FRC.

Figs. 8A, 8B e 8C ilustram órbitas de desvio de íon.

Figs. 9A e 9B ilustram a força de Lorentz nas extremidades de uma FRC.

Figs. 10A e 10B ilustram o ajuste do campo elétrico e o potencial elétrico no sistema de feixe de colisão.

Fig. 11 ilustra uma distribuição de Maxwell.

Figs. 12A e 12B ilustram as transições de órbitas de betatron para órbitas de desvio devido à colisão de íon-íon de ângulo grande.

Fig. 13 ilustra órbitas de betatron A, B, C e D quando as colisões de elétron-íon de ângulo pequeno são consideradas.

Fig. 14 ilustra um feixe de íons neutralizados quando ele é eletricamente polarizado antes de entrar em uma câmara de confinamento.

Fig. 15 é uma vista superior de um feixe de íons neutralizados quando ele contata o plasma em uma câmara de confinamento.

Fig. 16 é uma vista lateral esquemática de uma câmara de confinamento de acordo com uma modalidade preferida de um procedimento de partida.

Fig. 17 é uma vista lateral esquemática de uma câmara de confinamento de acordo com outra modalidade preferida de um procedimento de partida.

Fig. 18 ilustra rastros de sonda do ponto B indicando a formação de uma FRC.

Fig. 19A ilustra um sistema de geração de força elétrica de plasma parcial compreendendo um reator de fusão de feixe de colisão acoplado a um conversor de energia direto de ciclotron invertido.

Fig. 19B ilustra uma vista da extremidade do conversor de ciclotron invertido na Fig. 19A.

Fig. 19C ilustra uma órbita de um íon no conversor de cielotron invertido. Fíg. 2QA ilustra um sistema de geração de força elétrica de plasma parcial compreendendo um reator de fusão de feixe de colisão acoplado a uma modalidade alternada do conversor de cielotron invertido.

Fig. 20B ilustra uma vista da extremidade do conversor de cielotron invertido na Fig. 20A.

Fig. 21A ilustra uma órbita da partícula dentro de um cielotron convencional.

Fig. 21B ilustra um campo elétrico oscilante.

Fig. 21C ilustra a energia variável de uma partícula de aceleração.

Fig. 22 ilustra um campo elétrico azimutal nos intervalos entre os eletrodos do ICC que é experimentado por um íon com velocidade angular.

Fig. 23 ilustra uma lente dupla de quadrupolo de focalização.

Figs. 24A e 24B ilustram o sistema de bobina de campo magnético auxiliar.

Fig. 25 ilustra um reator de 100 MW, Fig. 26 ilustra o equipamento de suporte do reator.

Fig. 27 ilustra um sistema de propulsão de empuxo do plasma.

DESCRIÇÃO DETALHADA DAS MODALIDADES PREFERIDAS

Como ilustrado nas figuras, um sistema de geração de força elétrica de plasma da presente invenção preferivelmente inclui um reator de fusão de feixe de colisão acoplado a um sistema de conversão de energia direto. Como aludido acima, um reator de fusão ideal soluciona o problema de transporte anômalo tanto para os íons quanto para os elétrons. A solução para o problema de transporte anômalo encontrada aqui faz uso de um sistema de retenção com um campo magnético tendo uma configuração invertida de campo {FRC). O transporte anômalo de íons é evitado através do confinamento magnético na FRC em um tal modo que a maioria dos íons tem órbitas não-adiabáticas grandes, os tomando insensíveis às flutuações de comprimento curto de onda que causam transporte anômalo dos íons adiabáticos. Em particular, a existência de uma região na FRC onde o campo magnético desaparece torna possível ter um plasma compreendendo uma maioria de íons não-adiabáticos. Para os elétrons, o transporte anômalo de energia é evitado ajustando o campo magnético extern a mente aplicado para desenvolver um campo elétrico forte que eletrosíaticamente os confina em um poço de potencial fundo.

Os plasmas de combustível de fusão que podem ser usados com o presente aparelho de confinamento e processo não são limitados a combustíveis neutrônícos como D-D (Deutério-Deutério) ou D-T (Deutério-Trítio), mas também vantajosamente incluem combustíveis avançados ou aneutrônicos como D-He3 (Deutério-hélío-3) ou p-B11 (hidrogênio-boro-11), (Para um debate de combustíveis avançados, ver R, Feld-bacher & M. Heindler, Nuclear Instruments and Methods in Physícs Research, A271(1988)JJ-64 (North Holland Amsterdam}}. Para tais combustíveis aneutrônicos, a energia de reação de fusão é quase completamente na forma de partículas carregadas, i.e., íons energéticos que podem ser manipulados em um campo magnético e, dependendo do combustível, causa pouca ou nenhuma radioatividade. A reação de D-He3 produz um íon de H e um íon de He4 com energia de 18,2 Mev enquanto a reação de p-Bn produz três íons de He4 e energia de 8,7 MeV. Com base na modelagem teórica para um dispositivo de fusão que utiliza combustíveis aneutrônicos, a eficiência de conversão de energia de saída pode ser tão alta quanto cerca de 90 %, como descrito por K. Yoshikawa, Ϊ., Noma e Y, Yamamoto em Fusion Technology, 19, 870 ¢1991), por exemplo. Tais eficiências dramaticamente avançam os prospectos para fusão aneutrõ-nica, em uma configuração de baixo custo, compacta, graduável (1-1000 MW).

Em um processo de conversão de energia direto da presente invenção, as partículas carregadas do produto de fusão podem ser reduzidas na velocidade e sua energia cinética convertida diretamente em eletricidade. Vantajosamente, o sistema de conversão de energia direto da presente invenção tem as eficiências, tolerâncias de energia de partícula e capacidade eletrônica para converter a freqüência e a fase da força de saída de fusão de cerca de 5 MHz para igualar à freqüência e fase de uma grade de força externa de 60 Hertz, SISTEMA DE RETENÇÃO DE FUSÃO

Fig, 1 ilustra uma modalidade preferida de um sistema de retenção 300 de acordo com a presente invenção. O sistema de retenção 300 compreende uma parede da câmara 305 que nela define uma câmara de confinamento 310. Preferivelmente, a câmara 310 é cilíndrica na forma, com eixo principal 315 ao longo do centro da câmara 310. Para aplicação deste sistema de retenção 300 a um reator de fusão, é necessário criar um vácuo ou quase vácuo dentro da câmara 310. Concêntrico com o eixo principal 315 está uma bobina de fluxo de betatron 320, localizada dentro da câmara 310. A bobina de fluxo de betatron 320 compreende uma corrente elétrica carregando meio adaptado para direcionar a corrente ao redor de uma bobina longa, como mostrado, que preferivelmente compreende enrolamentos paralelos de múltiplas bobinas separadas e, a maioria preferivelmente, enrolamentos paralelos de cerca de quatro bobinas separadas, para formar uma bobina longa. Pessoas versadas na técnica apreciarão que a corrente através da bobina de betatron 320 resultará em um campo magnético dentro da bobina de betatron 320, substancialmente na direção do eixo principal 315.

Ao redor do exterior da parede da câmara 305 encontra-se uma bobina externa 325. A bobina externa 325 produz um campo magnético relativamente constante tendo fluxo substancialmente paralelo com o eixo principal 315. Este campo magnético é azi-mutalmente simétrico. A aproximação que o campo magnético devido à bobina externa 325 ser constante e paralela ao eixo 315 é muito válida longe das extremidades da câmara 310. Em cada extremidade da câmara 310 encontra-se uma bobina de reflexão 330. As bobinas de reflexão 330 são adaptadas para produzir um campo magnético aumentado dentro da câmara 310 em cada extremidade, desse modo dobrando as linhas do campo magnético dentro de cada extremidade. (Ver Figs. 8 e 10.) Como explicado, este dobramento dentro das linhas do campo ajuda em geral conter o plasma 335 em uma região de retenção dentro da câmara 310 em geral entre as bobinas de reflexão 330 empurrando-o para longe das extremidades onde pode escapar do sistema de retenção 300. As bobinas de reflexão 330 podem ser adaptadas para produzir um campo magnético aumentado nas extremidades por uma variedade de métodos conhecidos na técnica, incluindo aumentar o número de enrolamentos nas bobinas de reflexão 330, aumentar a corrente através da bobina de reflexão 330 ou sobrepor a bobina de reflexão 330 com a bobina externa 325. A bobina externa 325 e as bobinas de reflexão 330 são ilustradas na Fig. 1 implementadas do lado de fora da parede da câmara 305; porém, elas podem estar dentro da câmara 310. Em casos onde a parede da câmara 305 é construída de um material condutivo como metal, pode ser vantajoso colocar as bobinas 325, 330 dentro da parede da câmara 305 porque o tempo que leva para o campo magnético difundir-se através da parede 305 pode ser relativamente grande e desse modo leva o sistema 300 reagir lentamente. Similarmente, a câmara 310 pode ser da forma de um cilindro oco, a parede da câmara 305 formando um anel longo anular. Em um tal caso, a bobina de fluxo de betatron 320 poderia ser implementada fora da parede da câmara 305 no centro daquele anel anular. Preferivelmente, a parede interna que forma o centro do anel anular pode compreender um material não-condutor como vidro. Como ficará evidente, a câmara 310 deve ser de tamanho e forma suficientes para permitir o feixe de plasma circulante ou a camada 335 girar ao redor do eixo principal 315 em um certo raio. A parede da câmara 305 pode ser formada de um material tendo uma permeabilidade magnética alta, como aço. Em um tal caso, a parede da câmara 305, devido às contra-correntes induzidas no material, ajuda a impedir o fluxo magnético de escapar da câmara 310, o “comprimindo”. Se a parede da câmara fosse feita de um material tendo baixa permeabilidade magnética, como plexiglas, outro dispositivo para conter o fluxo magnético seria necessário. Em um tal caso, uma série de anéis de metal plano de laço fechado poderia ser fornecida. Estes anéis, conhecidos na técnica como delimi-tadores de fluxo, seriam fornecidos dentro das bobinas externas 325 mas fora do feixe de plasma circulante 335. Também, estes delimitadores de fluxo poderíam ser passivos ou ativos, em que os delimitadores de fluxo ativos seriam dirigidos com uma corrente predeterminada para maior facilidade da retenção de fluxo magnético dentro da câmara 310. Alternativamente, as bobinas externas 325 por si podem servir como delimitadores de fluxo.

Como explicado em mais detalhe abaixo, um feixe de plasma circulante 335, compreendendo partículas carregadas, pode ser contido dentro da câmara 310 pela força de Lorentz causada pelo campo magnético devido à bobina externa 325. Como tal, os íons no feixe de plasma 335 são magneticamente contidos nas órbitas de betatron grandes em volta das linhas de fluxo da bobina externa 325 que são paralelas ao eixo principal 315. Uma ou mais portas de injeção de feixe 340 são também fornecidas para adicionar os íons do plasma ao feixe de plasma circulante 335 na câmara 310. Em uma modalidade preferida, as portas injetoras 340 são adaptadas para injetar um feixe de íons em volta da mesma posição radial do eixo principal 315 onde o feixe de plasma circulante 335 está contido (i.e., ao redor de uma superfície nula descrita abaixo). Também, as portas injetoras 340 são adaptadas para injetar os feixes de íons 350 (ver Fig. 16) tangente e na direção da órbita de betatron do feixe de plasma contido 335.

Também fornecido são uma ou mais fonte de plasma de base 345 para injetar uma nuvem de plasma não-energético dentro da câmara 310. Em uma modalidade preferida, as fontes de plasma de base 345 são adaptadas para direcionar o plasma 335 para o centro axial da câmara 310. Foi observado que direcionamento do plasma deste modo ajuda a conter melhor o plasma 335 e conduz a uma densidade mais alta de plasma 335 na região de retenção dentro da câmara 310.

PARTÍCULAS CARREGADAS EM UMA FRC

Fig. 2 ilustra um campo magnético de uma FRC 70. O sistema tem simetria cilíndrica com respeito ao seu eixo 78. Na FRC, há duas regiões de linhas do campo magnético: aberta 80 e fechada 82. A superfície que divide as duas regiões é chamada a separatrix 84. A FRC forma uma superfície nula cilíndrica 86 em que o campo magnético desaparece. Na parte central 88 da FRC o campo magnético não altera apreciavel-mente na direção axial. Nas extremidades 90, o campo magnético altera apreciavel-mente na direção axial. O campo magnético ao longo do eixo central 78 inverte a direção na FRC, que dá origem ao termo “Invertida” na Configuração invertida de campo (FRC).

Na Fig. 3A, o campo magnético fora da superfície nula 94 está em uma primeira direção 96. O campo magnético dentro da superfície nula 94 está em uma segunda direção 98 oposta à primeira. Se um íon move-se para a direção 100, a força de Lorentz 30 agindo nela aponta para a superfície nula 94. Isto é facilmente apreciado aplicando a regra da mão direita. Para as partículas movendo para a direção diamagnética 102, a força de Lorentz aponta sempre para a superfície nula 94. Este fenômeno dá origem a uma órbita de partícula chamada órbita de betatron, a ser descrita abaixo.

Fig. 3B ilustra um íon que se move para a direção contra-diamagnética 104. A força de Lorentz neste caso aponta para longe da superfície nula 94. Este fenômeno dá origem a um tipo de órbita chamada uma órbita de desvio, a ser descrita abaixo. A direção diamagnética para os íons é contra-diamagnética para os elétrons, e vice-versa.

Fig. 4 ilustra um anel ou camada anular de plasma 106 que gira na direção diamagnética dos íons 102. O anel 106 fica localizado ao redor da superfície nula 86. O campo magnético 108 criado pela camada de plasma anular 106, em combinação com um campo magnético externamente aplicado 110, forma um campo magnético tendo a topologia de uma FRC (A topologia é ilustrada na Fig. 2). O feixe de íons que forma a camada de plasma 106 tem uma temperatura; portanto, as velocidades dos íons formam uma distribuição de Maxwell em uma estrutura que gira na velocidade angular média do feixe de íons. As colisões entre os íons de velocidades diferentes conduzem às reações de fusão. Por isto, a camada de feixe de plasma ou núcleo de força 106 é chamada um sistema de feixe de colisão.

Fig. 5 ilustra o tipo principal de órbitas de íon em um sistema de feixe de colisão, chamado uma órbita de betatron 112. Uma órbita de betatron 112 pode ser expressada como uma onda seno centrada no círculo nulo 114. Como acima explicado, o campo magnético no círculo nulo 114 desaparece. O plano da órbita 112 é perpendicular ao eixo 78 da FRC. Os íons nesta órbita 112 movem-se na sua direção diamagnética 102 de um ponto de início 116. Um íon em uma órbita de betatron tem dois movimentos: uma oscilação na direção radial (perpendicular ao círculo nulo 114), e uma translação ao longo do círculo nulo 114.

Fig. 6A é um gráfico do campo magnético 118 em uma FRC. O eixo horizontal do gráfico representa a distância em centímetros do eixo da FRC 78. O campo magnético é em quilogauss. Como o gráfico descreve, o campo magnético 118 desaparece no raio de círculo nulo 120.

Como ilustrado na Fig. 6B, uma partícula que se move perto do círculo nulo verá um gradiente 126 do campo magnético apontando para longe da superfície nula 86. O campo magnético fora do círculo nulo encontra-se em uma primeira direção 122, embora o campo magnético dentro do círculo nulo encontra-se em uma segunda direção 124 oposta à primeira. A direção de um desvio do gradiente é dada pelo produto da multiplicação B x VB, onde VB é o gradiente do campo magnético; desse modo, pode ser apreciado aplicando a regra da mão direita que a direção do desvio do gradiente está na direção contra-diamagnética, se o íon estiver fora ou dentro do círculo nulo 128.

Fig. 7A é um gráfico do campo 130 elétrico em uma FRC. O eixo horizontal do gráfico representa a distância em centímetros do eixo da FRC 78. O campo elétrico é em volts/cm. Como o gráfico descreve, o campo elétrico 130 desaparece perto do raio de círculo nulo 120.

Como ilustrado na Fig. 7B, o campo elétrico para os íons é de desconfinamento; ele aponta nas direções 132,134 para longe da superfície nula 86. O campo magnético, como antes, encontra-se nas direções 122,124 opostas dentro e fora da superfície nula 86. Pode ser apreciado aplicando a regra da mão direita que a direção do desvio de E x B está na direção diamagnética 102, se o íon estiver fora ou dentro da superfície nula 136.

Figs. 8A e 8B ilustram outro tipo de órbita comum em uma FRC, denominada uma órbita de desvio 138. As órbitas de desvio 138 podem estar fora da superfície nula 114, como ilustrado na Fig. 8A, ou dentro dela, como ilustrado na Fig. 8B. As órbitas de desvio 138 giram na direção diamagnética se o desvio de E χ B dominar ou na direção contra-diamagnética se o desvio do gradiente dominar. As órbitas de desvio 138 ilustradas nas Figs. 8A e 8B giram na direção diamagnética 102 do ponto de partida 116.

Uma órbita de desvio, como ilustrado na Fig. 8C, pode ser considerada como um círculo pequeno que rola sobre um círculo relativamente maior. O círculo pequeno 142 gira ao redor de seu eixo no sentido 144. Ele também rola sobre o círculo grande 146 na direção 102. O ponto 140 traçará no espaço uma trajetória similar a 138.

Figs. 9A e 9B ilustram a direção da força de Lorentz nas extremidades de uma FRC 151. Na Fig. 9A, um íon é ilustrado movendo na direção diamagnética 102 com uma velocidade 148 em um campo magnético 150. Pode ser apreciado aplicando a regra da mão direita que a força de Lorentz 152 tende a empurrar o íon para trás dentro da região das linhas do campo fechado. Neste caso, portanto, a força de Lorentz 152 está confinando os íons. Na Fig. 9B, um íon é ilustrado movendo-se na direção contra-diamagnética com uma velocidade 148 em um campo magnético 150. Pode ser apreciado aplicando a regra da mão direita que a força de Lorentz 152 tende a empurrar o íon dentro da região das linhas do campo aberto. Neste caso, portanto, a força de Lorentz 152 está desconfinando os íons.

CONFINAMENTO MAGNÉTICO E ELETROSTÁTICO EM UMA FRC

Uma camada de plasma 106 (ver Fig. 4) pode ser formada em uma FRC injetando feixe de íons energéticos ao redor da superfície nula 86 na direção diamagnética 102 dos íons. (Um debate detalhado dos diferentes métodos de formar a FRC e o anel de plasma segue abaixo.) Na camada de plasma circulante 106, a maioria dos íons tem órbitas de betatron 112 (ver Fig. 5), são energéticos e são não-adiabáticos; desse modo, eles são insensíveis às flutuações de comprimento curto de onda que causam transporte anômalo.

Em uma camada de plasma 106 formada em uma FRC e sob condições de equilíbrio, a conservação de momentum impõe uma relação entre a velocidade angular de íons ω,, e a velocidade angular de elétrons ωβ. A relação é (1) No Eq. 1, Z é o número atômico do íon, m, é a massa do íon, e é a carga do elétron, Boé a magnitude do campo magnético aplicado e c é a velocidade de energia. Há três parâmetros livres nesta relação: o campo magnético aplicado Bo, a velocidade angular do elétron ωβ e a velocidade angular do íon ω,. Se dois deles forem conhecidos, o terceiro pode ser determinado da Eq. 1.

Porque a camada de plasma 106 é formada injetando feixes de íons na FRC, a velocidade angular dos íons ω, é determinada pela energia cinética de injeção do feixe Wi, que é dado por (2) Aqui, V, = ωΐο onde V,é a velocidade de injeção dos íons, a>,é a freqüêncía de ciclotron dos íons e ro é o raio da superfície nula 86. A energia cinética dos elétrons no feixe foi ignorada porque a massa do elétron é muito menor que a massa de íon mt, Para uma velocidade de injeção fixa do feixe (ω,ίίχο), o campo magnético aplicado Bo pode ser ajustado de forma que diferentes valores de são obteníveis. Como será ilustrado, ajustando o campo magnético externo 6b também dá origem a diferentes valores do campo eletrostático dentro da camada de plasma. Esta característica da invenção é ilustrada nas Fígs. 10A e 10Β, Fig. 10A ilustra três diagramas do campo elétrico (em volts/cm) obtidos para a mesma velocidade de injeção, 1,35 x 1Ü7 s'\ mas para três valores diferentes do campo magnético aplicado Bo: Os valores de na tabela acima foram determinados de acordo com o Eq. 1. Pode-se apreciar que ωϋ>0 significa que Q0 > ω, no Eq. 1, de forma que os elétrons girem na sua direção contra-diamagnética. Fig, 10B ilustra o potencial elétrico (em volts) para o mesmo grupo de valores de Sj e O eixo horizontal, na Fig. 10A e 10B, representa a distância do eixo de FRC 78, ilustrado no gráfico em centímetros. O campo elétrico e o potencial elétrico dependem fortemente de ωβ.

Os resultados acima podem ser explicados em bases físicas simples. Quando os íons girarem na direção diamagnética, os íons são confinados magneticamente pela força de Lorentz, Isto foi ilustrado na Fig. 3A. Para os elétrons, girando na mesma direção que os íons, a força de Lorentz é na direção oposta, de forma que os elétrons não seriam confinados. Os elétrons deixam o plasma e, como resultado, um excesso de carga positiva é criado. Isto determina um campo elétrico que impede os outros elétrons de deixar o plasma. A direção e a magnitude deste campo elétrico, em equilíbrio, são determinadas pela conservação de momentum. O campo eletrostático representa um papel essencial no transporte de elétrons e íons. Consequentemente, um aspecto importante desta invenção é que um campo eletrostático forte é criado dentro da camada de plasma 106, a magnitude deste campo eletrostático é controlada pelo valor do campo magnético aplicado Bo que pode ser facilmente ajustado.

Como explicado, o campo eletrostático é confinante para os elétrons se ωβ > 0. Como ilustrado na Fig. 10B, a profundidade do poço pode ser aumentada ajustando o campo magnético aplicado Bo. Com exceção de uma região muito estreita perto do círculo nulo, os elétrons têm sempre um girorraio pequeno. Portanto, os elétrons respondem às flutuações de comprimento curto de onda com uma taxa de difusão de modo anômalo rápida. Esta difusão, na verdade, ajuda a manter o poço potencial uma vez a reação de fusão ocorre. Os íons do produto de fusão, sendo de energia muito mais alta, deixam o plasma. Para manter quasi-neutralidade da carga, os produtos de fusão têm que puxar os elétrons do plasma com eles, principalmente tirando os elétrons da superfície da camada de plasma. A densidade dos elétrons na superfície do plasma é muito baixa, e os elétrons que deixam o plasma com os produtos de fusão devem ser substituídos; do contrário, o poço de potencial desaparecería.

Fig. 11 ilustra uma distribuição Maxwelliana 162 de elétrons. Apenas elétrons muito energéticos da cauda 160 da distribuição de Maxwell podem alcançar a superfície do plasma e partir com íons de fusão. A cauda 160 da distribuição 162 é desse modo continuamente criada por colisões de elétron-elétron na região de densidade alta perto da superfície nula. Os elétrons energéticos ainda têm um girorraio pequeno, de forma que difusão anômala lhes permite alcançar a superfície bastante rápido para acomodar os íons do produto de fusão de partida. Os elétrons energéticos perdem sua energia ascendendo o poço de potencial e partem com muito pouca energia. Embora os elétrons podem cruzar o campo magnético, devido ao transporte anômalo, as perdas de energias anômalas tendem ser evitadas rapidamente porque pouca energia é transportada.

Outra conseqüência do poço de potencial é um mecanismo de refrigeração forte para os elétrons que é similar ao esfriamento evaporativo. Por exemplo, para água evaporar-se, deve ser fornecido o calor latente de vaporização. Este calor é fornecido pela água líquida restante e o meio circunvizinho, que depois termaliza-se rapidamente para uma temperatura mais baixa mais rápido que os processos de transporte de calor podem substituir a energia. Similarmente, para os elétrons, a profundidade do poço de potencial é equivalente ao calor latente da água de vaporização. Os elétrons fornecem a energia requerida para ascender o poço de potencial pelo processo de termalização que re-fornece a energia da cauda de Maxwell de forma que os elétrons podem escapar. O processo de termalização desse modo resulta em uma temperatura mais baixa de elétron, como é muito mais rápido que qualquer processo de aquecimento. Por causa da diferença de massa entre elétrons e prótons, o tempo de transferência de energia de prótons é cerca de 1800 vezes menor que o tempo de termalização de elétron. Este mecanismo de refrigeração também reduz a perda de radiação dos elétrons.

Isto é particularmente importante para combustíveis avançados onde perdas de radiação são intensificadas através de íons de combustível com um número atômico Z maior que 1; Z > 1. O campo eletrostático também afeta o transporte de íons. A maioria das órbitas de partícula na camada de plasma 106 é órbitas de betatron 112. Colisões de ângulo grande, ou seja, colisões com ângulos de difração entre 90° e 180°, podem mudar uma órbita de betatron para uma órbita de desvio. Como acima descrito, a direção de rotação da órbita de desvio é determinada por uma competição entre o desvio de E χ B e o desvio do gradiente. Se o desvio de E χ B dominar, a órbita de desvio gira na direção diamagnética. Se o desvio do gradiente dominar, a órbita de desvio gira na direção con-tra-diamagnética. Isto é ilustrado nas Figs. 12Ae 12B. Fig. 12A ilustra uma transição de uma órbita de betatron para uma órbita de desvio devido a uma colisão de 180° que ocorre no ponto 172. A órbita de desvio continua girando na direção diamagnética porque o desvio de E χ B domina. Fig. 12B ilustra outra colisão de 180°, mas neste caso o campo eletrostático é fraco e o desvio do gradiente domina. A órbita de desvio desse modo gira na direção contra-diamagnética. A direção de rotação da órbita de desvio determina se é ela limitada ou não. Uma partícula que se move para uma órbita de desvio também terá uma velocidade paralela ao eixo de FRC. O tempo que leva a partícula para ir de uma extremidade da FRC para a outra, como resultado de seu movimento paralelo, é chamado tempo de trânsito; desse modo, as órbitas de desvio chegam a uma extremidade da FRC em um tempo da ordem do tempo de trânsito. Como ilustrado com relação à Fig. 9A, a força de Lorentz nas extremidades da FRC apenas é confinante para as órbitas de desvio que giram na direção diamagnética. Portanto, após um tempo de trânsito, os íons em órbitas de desvio que giram na direção contra-diamagnética são perdidos.

Este fenômeno é responsável por um mecanismo de perda para os íons, que é esperado ter existido em todos os experimentos de FRC. Na realidade, nestes experimentos, os íons carregaram a metade da corrente e os elétrons carregaram a outra metade. Nestas condições, o campo elétrico dentro do plasma foi desprezível, e o desvio do gradiente sempre dominou o desvio de E χ B. Conseqüentemente, todas as órbitas de desvio produzidas por colisões de ângulo grande são perdidas após um tempo de trânsito. Estes experimentos informaram taxas de difusão de íon que foram mais rápidas que aquelas prognosticadas por estimativas de difusão clássica.

Se houver um campo eletrostático forte, o desvio de E x B domina, sobre o desvio do gradiente, e as órbitas de desvio giram na direção diamagnética. Isto foi ilustrado acima com relação à Fig. 12A. Quando estas órbitas chegarem nas extremidades da FRC, elas são refletidas de volta dentro da região de linhas do campo fechado pela força de Lorentz; desse modo, elas permanecem confinadas no sistema.

Os campos eletrostáticos no sistema de feixe de colisão podem ser bastante fortes, de forma que o desvio de E x J domine sobre o desvio do gradiente. Desse modo, o campo eletrostático do sistema pode evitar o transporte de íons eliminando este mecanismo de perda de íons que é similar a um cone de perda em um dispositivo de reflexão.

Outro aspecto de difusão de íon pode ser apreciado considerando o efeito de colisões de elétron-íon de ângulo pequeno em órbitas de betatron. Fig. 13A ilustra uma órbita de betatron 112; Fig. 13B ilustra a mesma órbita 112 quando as colisões de elétron-íon de ângulo pequeno são consideradas 174; Fig. 13C ilustra a órbita da Fig. 13B seguida durante um tempo que é mais longo em um fator de dez 176; e Fig. 13D ilustra a órbita da Fig, 13B seguida durante um tempo mais longo em um fator de vinte 178, Pode ser visto que a topologia das órbitas de betatron não altera devido às colisões de elétron-ícn de ângulo pequeno; porém, a amplitude de suas oscilações radiais aumenta com o tempo, Na realidade, as órbitas ilustradas nas Figs, 13A a 13D crescem com o tempo que indica difusão clássica.

FORMAÇÃO DA FRC

Procedimentos convencionais usados para formar uma FRC primariamente empregam o procedimento invertido de campo de teta constríção. Neste método convencional, um campo magnético de polarização é aplicado pelas bobinas externas que circundam uma câmara re-enchida com gás neutro. Uma vez isto tenha ocorreu, o gás é ionizado e o campo magnético de polarização é congelado no plasma. Em seguida, a corrente nas bobinas externas é rapidamente invertida e as linhas do campo magnético opostamente orientadas conectam com as linhas previamente congeladas para formar a topologia fechada da FRC (ver Fig. 2). Este processo de formação é largamente empírico e não existe quase nenhum meio de controlar a formação da FRC. O método tem reprodutibilidade fraca e nenhuma capacidade de ajuste como resultado.

Em contraste, os métodos de formação de FRC da presente invenção permitem amplo controle e fornecem um processo muito mais transparente e reprodutível. De fato, a FRC formada pelos métodos da presente invenção pode ser ajustada e sua forma como também outras propriedades podem ser diretamente influenciadas pela manipulação do campo magnético aplicado pelas bobinas externas do campo 325. A formação da FRC pelos métodos da presente invenção também resulta na formação do campo elétrico e do poço de potencial da maneira acima descrita em detalhes. Além disso, os presentes métodos podem ser facilmente estendidos para acelerar a FRC para parâmetros de nível de reator e correntes de combustível de energia alta, e vantajosamente permitem o confinamento clássico dos íons. Além disso, a técnica pode ser empregada em um dispositivo compacto e é muito robusta como também fácil de implementar -todas características altamente desejáveis para os sistemas de reator.

Nos métodos presentes, a formação de FRC diz respeito ao feixe de plasma circulante 335. Pode ser apreciado que o feixe de plasma circulante 335, porque ele é uma corrente, cria um campo magnético potoidal, como seria uma corrente elétrica em um condutor circular. Dentro do feixe de plasma circulante 335, o auto-campo magnético queinduz opõe o campo magnético externa mente aplicado devido à bobina externa 325. Fora do feixe de plasma 335, o auto-campo magnético está na mesma direção como o campo magnético aplicado. Quando a corrente de íon do plasma for suficientemente grande, o auto-campo supera o campo aplicado, e o campo magnético se inverte dentro do feixe de plasma circulante 335, formando assim a topologia de FRC como ilustrada nas Figs. 2 e 4.

Os requerimentos para inversão de campo podem ser estimados com um modelo simples. Considere uma corrente elétrica Ip levada por um anel de raio principal r0 e raio secundário a « r0. O campo magnético no centro do anel normal para o anel é Bp = 27%y{crn). Assuma que a corrente do anel lp = NPe{0(J2n) é carregada por íons NP tendo uma velocidade angular Ω0. Para uma circulação de íon simples no raio r0 = vyü0, Do = eBo/m,c é frequência de cíclotron para um campo magnético externo &, Assuma Vb é a velocidade média dos íons do feixe. Inversão do campo é definida como (3) que implica que Np>2 rdcu e (4} onde Ui = m<c? = 1,57 x 1016 cm e a energia do feixe de íons é VsmVo2. No modelo unidimensional, o campo magnético da corrente do plasma é Bp = (2itíc)ip, onde ipê a corrente por unidade de comprimento. O requerimento de inversão do campo é ip > eVo/jrrba = 0,225 kA/cm, onde Bo = 69,3 G e YziriiVo2 = 100 eV. Para um modelo com anéis periódicos e Sz é calculado a média na coordenada axíal (Sz) = (2KÍc}(ys) (s é o espaçamento do anel), se s = r0, este modelo teria o mesmo campo magnético médio como o de um modelo dimensional com ip = ys.

TÉCNICA DE FORMAÇÃO DE FEIXE COMBINADO/BETATRON

Um método preferido de formar uma FRC dentro do sistema de confinamento 300 acima descrito é aqui denominado a técnica de feixe combinado/betatron. Este método combina os feixes de baixa energia de íons do plasma com aceleração de betatron usando a bobina de fluxo de betatron 320. A primeira etapa neste método é injetar uma camada de nuvem substancialmente anular de plasma de base dentro da câmara 310 usando as fontes de plasma de base 345. A bobina externa 325 produz um campo magnético dentro da câmara 310, que magnetíza o plasma de base. Em intervalos curtos, feixes de íons de baixa energia são injetados dentro da câmara 310 através das portas injetoras 340 substancialmente transversal ao campo magnético externamente aplicado dentro da câmara 310. Como explicado acima, os feixes de íons são capturados dentro da câmara 310 em grandes órbitas de betatron por este campo magnético. Os feixes de íons podem ser gerados por um acelerador de íon, como um acelerador compreendendo um d iodo de íon e um gerador Marx. (ver R. B. Mil ler, An introducíion to the Physics oflntense Charged Partide Beams, (1982)). Como alguém de habilidade na técnica pode apreciar, o campo magnético externamente aplicado exercerá uma força de Lorentz no feixe de íons injetado assim que entrar na câmara 310; porém, é desejado que o feixe não reflita, e desse modo não entre em uma órbita de betatron, até que o feixe de íons alcance o feixe de plasma circulante 335. Para solucionar este problema, os feixes de íons são neutralizados com elétrons e direcionados através de um campo magnético unidirecional substancialmente constante antes de entrar na câmara 310. Como ilustrado na Fig. 14, quando o feixe de íons 350 for direcionado através de um campo magnético apropriado, os íons positivamente carregados e os elétrons negativamente carregados se separam. O feixe de íon 350 desse modo adquire uma auto-polarização elétrica devido ao campo magnético. Este campo magnético pode ser produzido por, e.g., um magneto perma- nente ou por um eletromagneto ao longo da trajetória do feixe de íons. Quando subse-qüentemente introduzido dentro da câmara de confinamento 310, o campo elétrico resultante equilibra a força magnética nas partículas do feixe, permitindo o feixe de íons desviar-se sem refletir. Fig. 15 ilustra uma vista superior do feixe de íons 350 quando ele contata o plasma 335. Como descrito, os elétrons do plasma 335 percorrem ao longo das linhas do campo magnético dentro ou fora do feixe 350 que assim drena a polarização elétrica do feixe. Quando o feixe não está mais eletricamente polarizado, o feixe se une ao feixe de plasma circulante 335 em uma órbita de betatron ao redor do eixo principal 315, como ilustrado na Fig. 1 (também ver Fig. 4).

Quando o feixe de plasma 335 percorre em sua órbita de betatron, os íons circulantes compreendem uma corrente que por sua vez dá origem a um auto-campo magnético poloidal. Para produzir a topologia da FRC dentro da câmara 310, é necessário aumentar a velocidade do feixe de plasma 335, desse modo aumentando a magnitude do auto-campo magnético que o feixe de plasma 335 causa. Quando o auto-campo magnético for bastante grande, a direção do campo magnético nas distâncias radiais do eixo 315 dentro do feixe de plasma 335 inverte, dando origem a uma FRC. (Ver Figs. 2 e 4). Pode ser apreciado que, para manter a distância radial do feixe de plasma circulante 335 na órbita de betatron, é necessário aumentar o campo magnético aplicado da bobina externa 325 à medida que o feixe de plasma 335 aumenta em velocidade. Um sistema de controle é desse modo fornecido para manter um campo magnético aplicado apropriado, ditado pela corrente através da bobina externa 325. Alternativamente, uma segunda bobina externa pode ser usada para fornecer o campo magnético aplicado adicional que é requerido para manter o raio da órbita do feixe de plasma quando está acelerado.

Para aumentar a velocidade do feixe de plasma circulante 335 em sua órbita, a bobina de fluxo de betatron 320 é fornecida. Referindo à Fig. 16, pode ser apreciado que aumentando uma corrente através da bobina de fluxo de betatron 320, pela Lei de Ampère, induz um campo elétrico azimutal, E, dentro da câmara 310. Os íons positivamente carregados no feixe de plasma 335 são acelerados por este campo elétrico induzido, conduzindo à inversão do campo como descrito acima. Quando feixes de íons são adicionados ao feixe de plasma circulante 335, como descrito acima, o feixe de plasma 335 despolariza os feixes de íons.

Para inversão do campo, o feixe de plasma circulante 335 é preferivelmente acelerado a uma energia rotacional de cerca de 100 eV, e preferivelmente em uma faixa de cerca de 75 eV a 125 eV. Para alcançar condições pertinentes de fusão, o feixe de plasma circulante 335 é preferivelmente acelerado para cerca de 200 keV e preferivelmente a uma faixa de cerca de 100 keV a 3,3 MeV. A formação de FRC foi com sucesso demonstrada utilizando a técnica de formação de feixe combinado/betatron. A técnica de formação de feixe combínado/betatron foi executada experimental mente em uma câmara de 1 m de diâmetro e 1,5 m de comprimento usando um campo magnético externa mente aplicado de até 500 G, um campo magnético da bobina de fluxo de betatron 320 de até 5 kG e, um vácuo de 1,2 x 105 torr. No experimento, o plasma de base teve uma densidade de 1013 cm1 e o feixe de íoms 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 cerca de 20 ps (na meia altura). A inversão do campo foi observada.

TÉCNICA DE FORMAÇÃO DE BETATRON

Outro método preferido de formar uma FRC dentro do sistema de confinamento 300 é aqui denominado a técnica de formação de betatron. Esta técnica é com base em direcionar a corrente induzida de betatron diretamente para acelerar um feixe de plasma circulante 335 usando a bobina de fluxo de betatron 320. Uma modalidade preferida desta técnica usa o sistema de confinamento 300 representado na Fig. 1, exceto que a injeção de feixes de íons de baixa energia não é necessária.Como indicado, o componente principal na técnica de formação de betatron é a bobina de fluxo de betatron 320 montada no centro e ao longo do eixo da câmara 310. Devido a sua construção de enrolamentos paralelos separados, a bobina 320 apresenta indutância muito baixa e, quando acoplada a uma fonte de força adequada, tem uma constante de tempo LC baixa, que permite ascensão rápida da corrente na bobina de fluxo 320.

Preferivelmente, a formação da FRC começa energizando as bobinas de campo externo 325, 330. Isto fornece um campo de guia axial como também componentes de campo magnético radial perto das extremidades para axialmente limitar o plasma injetado dentro da câmara 310. Uma vez o campo magnético suficiente é estabelecido, as fontes de plasma de base que são energizadas 345 de seus próprios materiais de força. O plasma que emana ligeiramente dos canhões flui ao longo do campo de guia axial e expande-se devido a sua temperatura. Quando o plasma alcança o plano intermediário da câmara 310, uma camada anular contínua, se estendendo axialmente, de plasma frio movendo-se lentamente é estabelecida.

Neste momento a bobina de fluxo de betatron 320 é energizada. A corrente de ascensão rápida na bobina 320 causa um fluxo axial de alteração rápida no interior da bobina. Em virtude dos efeitos indutivos este aumento rápido no fluxo axial causa a geração de um campo elétrico azimutal E (ver Fig. 17) que penetra no espaço ao redor da bobina de fluxo. Pelas equações de Maxwell, este campo elétrico E é diretamente proporcional à alteração na força do fluxo magnético dentro da bobina, i.e.: uma ascensão da corrente da bobina de betatron mais rápida conduzirá a um campo elétrico mais forte. O campo elétrico indutivamente criado E acopla às partículas carregadas no plasma e causa uma força ponderomotiva, que acelera as partículas na camada do plasma anular. Os elétrons, em virtude de sua massa menor, são as primeiras espécies a sofrer aceleração. A corrente inicial formada por este processo é, desse modo, primariamente devido aos elétrons. Porém, o tempo de aceleração suficiente (por volta de centenas de micro-segundos) conduzirá eventualmente também à corrente de íons. Referindo à Fig. 17, este campo elétrico E acelera os elétrons e íons em direções opostas. Uma vez ambas as espécies alcançam suas velocidades terminais, a corrente é carregada mais ou menos igualmente por íons e elétrons.

Como acima observado, a corrente carregada pelo plasma giratório dá origem a um auto-campo magnético. A criação da topologia de FRC atual estabelece quando o auto-campo magnético criado pela corrente na camada de plasma torna-se comparável ao campo magnético aplicado das bobinas de campo externo 325, 330. Neste momento a reconexão do magnético ocorre e as linhas do campo aberto do campo magnético externamente produzido inicial começam a fechar e formar as superfícies do fluxo de FRC (ver Figs. 2 e 4). A FRC básica estabelecida por este método apresenta campo magnético e energias da partícula modestos que tipicamente não são parâmetros operacionais pertinentes do reator. Porém, o campo de aceleração elétrica indutiva persistirá, contanto que a corrente na bobina de fluxo de betatron 320 continue aumentando em uma taxa rápida. O efeito deste processo é que a energia e a força do campo magnético total da FRC continuem crescendo. A extensão deste processo é, desse modo, primariamente limitada pelo fornecimento de energia da bobina de fluxo, uma vez que liberação contínua da corrente requer um banco de armazenamento de energia volumoso. Porém, é, principalmente, acelerar direto o sistema para condições pertinentes do reator.

Para inversão do campo, o feixe de plasma circulante 335 é preferivelmente acelerado a uma energia rotacional de cerca de 100 eV, e preferivelmente em uma faixa de cerca de 75 eV a 125 eV. Para alcançar condições pertinentes de fusão, o feixe de plasma circulante 335 é preferivelmente acelerado para cerca de 200 keV e preferivelmente a uma faixa de cerca de 100 keV a 3,3 MeV. Quando feixes de íons são adicionados ao feixe de plasma circulante 335, como acima descrito, o feixe de plasma 335 despolariza os feixes de íons. A formação de FRC utilizando a técnica de formação de betatron foi com sucesso demonstrada nos níveis de parâmetro a seguir: • Dimensões da câmara a vácuo: cerca de 1 m de diâmetro, 1,5 m de comprimento • Raio da bobina betatron de 10 cm. • Raio de órbita do plasma de 20 cm. • Campo magnético externo médio produzido na câmara a vácuo foi até 100 Gauss, com um período de ascensão de 150 ps e uma razão de reflexão de 2 a 1. (Fonte: bobinas externas e bobinas de betatron). • O plasma de base (substancialmente gás de Hidrogênio) foi CARACTERIZADO por uma densidade média de cerca de 1013 cnr3, temperatura ciné-tica de menos de 10 eV. • O tempo de vida da configuração foi limitado pela energia total armazenada no experimento e em geral foi por volta de 30 ps.

Os experimentos prosseguiram primeiro injetando uma camada de plasma de base por dois conjuntos de canhões de cabo coaxial montados em uma forma circular dentro da câmara. Cada coleção de 8 canhões foi montada em um dos dois conjuntos de bobina de reflexão. Os canhões foram azimutalmente espaçados em uma forma eqüi-distante e descentrada relativo ao outro grupo. Este arranjo permitiu os canhões serem disparados simultaneamente e assim criou uma camada de plasma anular.

No estabelecimento desta camada, a bobina de fluxo de betatron foi energi-zada. A corrente ascendente nos enrolamentos da bobina de betatron causou um aumento no fluxo dentro da bobina que deu origem a um campo elétrico azimutal enrolando ao redor da bobina de betatron. Ascensão rápida e corrente alta na bobina de fluxo de betatron produziram um campo elétrico forte que acelerou a camada de plasma anular e assim induziu uma corrente considerável. A corrente de plasma suficientemente forte produziu um auto-campo magnético que alterou o campo externamente fornecido e causou a criação da configuração invertida de campo. As medições detalhadas com laços de ponto B identificaram a extensão, força e duração da FRC.

Um exemplo de dados típicos é ilustrado pelos rastros dos sinais da sonda de ponto B na Fig. 18. A curva A de dados representa a força absoluta do componente axial do campo magnético no plano intermediário axial (75 cm de qualquer placa da extremidade) da câmara experimental e a uma posição radial de 15 cm. A curva B de dados representa a força absoluta do componente axial do campo magnético no plano intermediário axial da câmara e a uma posição radial de 30 cm. Portanto, um grupo de dados da curva A indica a força do campo magnético dentro da camada de plasma de combustível (entre a bobina de betatron e o plasma) enquanto o grupo de dados da curva B descreve a força do campo magnético fora da camada do plasma de combustível. Os dados claramente indicam que o campo magnético interno inverte a orientação (é negativo) entre cerca de 23 e 47 ps, enquanto o campo externo fica positivo, i.e., não inverte a orientação. O tempo de inversão é limitado pela ascensão da corrente na bobina de betatron. Uma vez corrente de pico é alcançada na bobina de betatron, a corrente induzida na camada do plasma de combustível começa a diminuir e a FRC rapidamente decai. Até agora o tempo de vida da FRC é limitado pela energia que pode ser armazenada no experimento. Quanto aos experimentos de injeção e captura, o sistema pode ser atualizado para fornecer o tempo de vida da FRC mais longo e aceleração em parâmetros pertinentes do reator.

No geral, esta técnica não só produz uma FRC compacta, mas também é robusta e direta para implemento. Importantemente, a FRC de base criada por este método pode ser facilmente acelerada em qualquer nível desejado de energia rotacional e força do campo magnético. Isto é crucial para aplicações de fusão e confinamento clássico de feixes de combustível de energia alta.

FUSÃO

Significativamente, estas duas técnicas para formar uma FRC dentro de um sistema de retenção 300 acima descrito, ou outros, podem resultar em plasmas tendo propriedades adequadas para causar fusão nuclear dentro deles. Mais particularmente, a FRC formada por estes métodos pode ser acelerada em qualquer nível desejado de energia rotacional e força do campo magnético.

Isto é crucial para aplicações de fusão e confinamento clássico de feixes de combustível de energia alta. No sistema de confinamento 300, portanto, torna-se possível capturar e limitar os feixes de plasma de energia alta durante períodos suficientes de tempo para com eles causar uma reação de fusão.

Para acomodar fusão, a FRC formada por estes métodos é preferivelmente acelerada para apropriar níveis de energia rotacional e força do campo magnético mediante aceleração de betatron. Porém, a fusão tende a requerer um conjunto particular de condições físicas para qualquer reação ocorrer. Além disso, para alcançar combustão eficiente do combustível e obter um equilíbrio de energia positivo, o combustível tem que ser mantido neste estado substancialmente inalterado durante períodos prolongados de tempo. Isto é importante, uma vez que temperatura cinética e/ou energia alta(s) caracteriza(m) um estado de fusão pertinente. Portanto, a criação deste estado requer entrada considerável de energia que apenas pode se restabelecer se a maior parte do combustível sofrer fusão. Como uma conseqüência, o tempo de confinamento do combustível tem que ser mais longo que seu tempo de combustão. Isto conduz a um equilíbrio de energia positivo e conseqüentemente saída de energia líquida.

Uma vantagem significativa da presente invenção é que o sistema de confinamento e o plasma aqui descritos são capazes de tempos de confinamento longos, i.e., tempos de confinamento que excedem aos tempos de combustão do combustível. Um estado típico para fusão é, desse modo, caracterizado pelas condições físicas a seguir (que tendem a variar com base no combustível e no modo operacional): Temperatura média do íon: em uma faixa de cerca de 30 a 230 keV e preferivelmente em uma faixa de cerca de 80 keV a 230 keV

Temperatura média do elétron: em uma faixa de cerca de 30 a 100 keV e preferivelmente em uma faixa de cerca de 80 a 100 keV

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

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

Tempo de confinamento clássico: maior que o tempo de combustão do combustível e preferivelmente em uma faixa de cerca de 10 a 100 segundos.

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

Força de fusão total: preferivelmente em uma faixa de cerca de 50 a 450 kW/cm (força por cm de comprimento da câmara) Para acomodar o estado de fusão ilustrado acima, a FRC é preferivelmente acelerada em um nível de energia rotacional coerente preferivelmente em uma faixa de cerca de 100 keV a 3,3 MeV, e mais preferivelmente em uma faixa de cerca de 300 keV a 3,3 MeV e um nível de força do campo magnético preferivelmente em uma faixa de cerca de 45 a 120 kG e mais preferivelmente em uma faixa de cerca de 90 a 115 kG. Nestes níveis, os feixes de íons de energia alta podem ser injetados dentro da FRC e capturados para formar uma camada de feixe de plasma em que os íons do feixe de plasma são magneticamente confinados e os elétrons do feixe de plasma são eletrosta-ticamente confinados.

Preferivelmente, a temperatura do elétron é mantida tão baixa quanto praticamente possível para reduzir a quantidade de radiação de frenação, que pode, do contrário, conduzir a perdas de energia radiativas. O poço de energia eletrostática da presente invenção fornece um meio eficaz de realiza isto. A temperatura do íon é preferivelmente mantida em um nível que fornece combustão eficiente uma vez que a seção transversal da fusão é uma função da temperatura do íon. Energia direta alta dos feixes de íons de combustível é essencial para fornecer transporte clássico como debatido neste relatório descritivo. Ela também minimiza os efeitos de instabilidades no plasma do combustível. O campo magnético é consistente com a energia de rotação do feixe. Ele é parcialmente criado pelo feixe do plasma (auto-campo) e por sua vez fornece o suporte e a força para manter o feixe do plasma na órbita desejada.

PRODUTOS DE FUSÃO

Os produtos de fusão surgem no núcleo de força predominantemente perto da superfície nula 86 donde eles emergem por difusão em direção à separatrix 84 (ver Figs. 2 e 4). Isto é devido às colisões com os elétrons (uma vez que as colisões com os íons não alteram o centro da massa e, portanto, não os faz alterar as linhas do campo). Por causa de sua energia cinética alta (os íons do produto têm energia muito mais alta que os íons de combustível), os produtos de fusão podem facilmente cruzar a separatrix 84. Uma vez eles estão além da separatrix 84, eles podem partir ao longo das linhas do campo aberto 80 contanto que eles sofram difração de colisões de íon-íon. Embora este processo de colisão não conduz à difusão, pode mudar a direção do vetor da velocidade do íon de modo que ele aponte em paralelo ao campo magnético. Estas linhas do campo aberto 80 conectam à topologia da FRC do núcleo com o campo aplicado uniforme fornecido fora da topologia da FRC. Os íons do produto emergem em diferentes linhas do campo que eles seguem com uma distribuição de energias. Vantajosamente, os íons do produto e os elétrons de neutralização da carga emergem na forma de feixes anulares rotacionais de ambas as extremidades do plasma de combustível. Por exemplo, para um modelo de 50 MW de uma reação de p-B11, estes feixes terão um raio de cerca de 50 centímetros e uma espessura de cerca de 10 centímetros. Nos campos magnéticos fortes encontrados fora da separatrix 84 (tipicamente ao redor 100 kG), os íons do produto têm uma distribuição associada de giro-raio que variam de um valor mínimo de cerca de 1 cm a um máximo de por volta de 3 cm para os íons do produto mais energéticos.

Inicialmente os íons do produto têm energia longitudinal como também rotaci-onal caracterizada por 1/2 M(Vpar)2 e V2 M(vperp)2. Vperp é a velocidade azimutal associada com a rotação ao redor de uma linha do campo como o centro orbital. Considerando que as linhas do campo dispersas após partir das imediações da topologia da FRC, a energia rotacional tende a diminuir enquanto a energia total permanece constante. Esta é uma conseqüência da invariância adiabática do momento magnético dos íons do produto. É bem conhecido na técnica que as partículas carregadas orbitando em um campo magnético têm um momento magnético associado com seu movimento. No caso das partículas movendo ao longo de um campo magnético alternante lento, também existe uma invariante adiabática do movimento descrito por 1/2 M(vperp)2/B. Os íons do produto orbitando em volta de suas respectivas linhas do campo têm um momentum magnético e uma tal invariante adiabática associada com seu movimento. Uma vez que B diminui para um fator de cerca de 10 (indicado pela difração das linhas do campo), resulta que VPerP diminuirá igualmente em cerca de 3,2. Desse modo, até que os íons do produto cheguem à região de campo uniforme sua energia rotacional pode ser menos que 5 % de sua energia total; em outras palavras quase toda a energia está no componente longitudinal.

CONVERSÃO DE ENERGIA O sistema de conversão de energia direto da presente invenção compreende um conversor de ciclotron invertido (ICC) 420 ilustrado nas Figs. 19A e 20A acoplado a um núcleo de força 436 (parcialmente ilustrado) de um reator de fusão de feixe de colisão (CBFR) 410 para formar um sistema de geração de força elétrica de plasma 400. Um segundo ICC (não mostrado) pode ser disposto simetricamente à esquerda do CBFR 410. Uma cúspide magnética 486 fica localizada entre o CBFR 410 e o ICC 420 e é formada quando os campos magnéticos do CBFR 410 e ICC 420 se fundem.

Antes de descrever o ICC 420 e sua operação em detalhes, uma revisão de um acelerador de ciclotron típico é fornecida. Em aceleradores de ciclotron convencionais, os íons energéticos com velocidades perpendiculares a um campo magnético giram em círculos. O raio de órbita dos íons energéticos é determinado pela força de campo magnético e sua razão de carga-para-massa, e aumenta com energia. Porém, a freqüência de rotação dos íons é independente de sua energia. Este fato foi explorado no modelo de aceleradores de ciclotron.

Referindo à Fig. 21 A, um acelerador de ciclotron convencional 700 inclui dois eletrodos em forma de C de imagem invertida 710 formando cavidades em forma de D de imagem invertida colocadas em um campo magnético homogêneo 720 tendo linhas do campo perpendiculares ao plano dos eletrodos de simetria, isto é, o plano da página. Um potencial elétrico de oscilação é aplicado entre os eletrodos em forma de C (ver Figura 21 B). Os íons I são emitidos de uma fonte colocada no centro do ciclotron 700. O campo magnético 720 é ajustado de forma que a freqüência de rotação dos íons iguale àquela do potencial elétrico e do campo elétrico associado. Se um íon I cruzar o intervalo 730 entre os eletrodos em forma de C 710 na mesma direção que a do campo elétrico, ele é acelerado. Acelerando o íon I, sua energia e raio de órbita aumentam. Quando o íon tiver percorrido um arco de meio-círculo (não sofrendo nenhum aumento na energia), ele cruza o intervalo 730 novamente. Agora o campo elétrico entre os eletrodos em forma de C 710 tem direção invertida. O íon I é novamente acelerado, e sua energia também é aumentada. Este processo é repetido toda vez que o íon cruza o intervalo 730 desde que sua freqüência de rotação continue igualando à do campo elétrico oscilante (ver Fig. 21 C). Se por outro lado uma partícula cruzar o intervalo 730 quando o campo elétrico estiver na direção oposta, ela será desacelerada e retornada à fonte no centro. Apenas partículas com velocidades iniciais perpendiculares ao campo magnético 720 e que cruzam os intervalos 730 na própria fase do campo elétrico de oscilação serão aceleradas. Desse modo, igualar a fase adequadamente é essencial para aceleração.

Em princípio, um ciclotron pode ser usado para extrair energia cinética de um feixe filiforme de íons energéticos idênticos. A desaceleração dos íons com um ciclotron, mas sem extração de energia foi observada para prótons, como descrito por Bloch e Jeffries em Phys. Rev. 80, 305 (1950). Os íons podem ser injetados na cavidade de modo que eles são trazidos em uma fase de desaceleração relativo ao campo de oscilação. Todos os íons podem então inverter a trajetória T do íon de aceleração ilustrado na Fig. 21 A. Como os íons reduzem a velocidade devido à interação com o campo elétrico, sua energia cinética é transformada em energia elétrica oscilante no circuito elétrico da qual o ciclotron faz parte. A conversão direta para energia elétrica pode ser alcançada, tendendo ocorrer com eficiência muito alta.

Na prática, os íons de um feixe de íons podem entrar no ciclotron com todas as fases possíveis. A menos que as fases variadas sejam compensadas no modelo do ciclotron, metade dos íons pode ser acelerada e a outra metade desacelerada. Como resultado, a eficiência de conversão máxima pode ser eficazmente 50 %. Além disso, os feixes de íons do produto de fusão anular acima debatidos são de uma geometria instável para o ciclotron convencional.

Como debatido em maior detalhe abaixo, o ICC da presente invenção acomoda o caráter anular dos feixes do produto de fusão que saem da FRC do núcleo de força do reator de fusão, e a fase relativa fortuita dos íons dentro do feixe e a difração de suas energias.

Referindo novamente à Fig. 19A, uma porção de um núcleo de força 436 da CBFR 410 é ilustrada no lado esquerdo, em que um núcleo de combustível de plasma 435 é limitado em uma FRC 470 formada em parte devido a um campo magnético aplicado por bobinas do campo externo 425. A FRC 470 inclui linhas do campo fechado 482, um separatrix 484 e linhas do campo aberto 480 que, como acima observado, determina as propriedades do feixe anular 437 dos produtos de fusão. As linhas do campo aberto 480 estendem distante do núcleo de força 436 em direção à cúspide magnética 486. Como observado acima, os produtos de fusão emergem do núcleo de força 436 ao longo das linhas do campo aberto 480 na forma de um feixe anular 437 compreendendo íons energéticos e elétrons de neutralização de carga. A geometria do ICC 420 é como um cilindro oco com um comprimento de cerca de cinco metros. Preferivelmente, quatro ou mais eletrodos semi-cilíndricos, iguais 494 com intervalos pequenos, retos 497 compõem a superfície do cilindro. Em operação, um potencial de oscilação é aplicado nos eletrodos 494 em uma forma alternada. O campo elétrico E dentro do conversor tem uma estrutura em quadrupolo como indicado na vista final ilustrada na Fig. 19B. O campo elétrico E desaparece no eixo de simetria e aumenta linearmente com o raio; o valor de pico está no intervalo 497.

Além disso, o ICC 420 inclui bobinas de campo externo 488 para formar um campo uniforme dentro da geometria do cilindro oco do ICC. Porque a corrente passa através das bobinas de campo do ICC 488 em uma direção oposta à direção da corrente passando através das bobinas de campo de CBFR 425, as linhas do campo 496 no ICC 420 passam em uma direção oposta à direção das linhas do campo aberto 480 do CBFR 410. Em uma extremidade mais distante do núcleo de força 436 do CBFR 410, o ICC 420 inclui um coletor de íons 492.

Entre o CBFR 410 e o ICC 420 encontra-se uma cúspide magnética simétrica 486 em que as linhas do campo aberto 480 do CBFR 410 fundem-se com as linhas do campo 496 do ICC 420. Um coletor de elétrons em forma anular 490 encontra-se na posição em volta da cúspide magnética 486 e eletricamente acoplado ao coletor de íons 498. Como debatido abaixo, o campo magnético das cúspides magnéticas 486 converte a velocidade axial do feixe 437 para uma velocidade rotacional com eficiência alta. Fig. 19C ilustra uma órbita típica de íon 422 dentro do conversor 420. O CBFR 410 tem uma simetria cilíndrica. Em seu centro encontra-se o núcleo de força de fusão 436 com um núcleo de plasma de fusão 435 contido em uma topologia de campo magnético 470 da FRC onde as reações de fusão ocorrem. Como observado, os núcleos do produto e os elétrons de neutralização de carga emergem como feixes anulares 437 de ambas as extremidades do plasma de combustível 435. Por exemplo para um modelo de 50 MW de uma reação p-B11, estes feixes terão um raio de cerca de 50 cm e uma espessura de cerca de 10 cm. O feixe anular tem uma densidade n = 107108 cm3. Para uma tal densidade, a cúspide magnética 486 separa os elétrons e os íons. Os elétrons seguem as linhas do campo magnético para o coletor de elétrons 490 e os íons passam através da cúspide 486 onde as trajetórias dos íons são modificadas para seguir uma trajetória substancialmente helicoidal ao longo do comprimento do ICC 420. A energia é removida dos íons à medida que eles espiralam além dos eletrodos 494 conectados a um circuito ressonante (não mostrado). A perda de energia perpendicular é maior para os íons de energia mais alta que inicialmente circulam perto dos eletrodos 494, onde o campo elétrico é mais forte.

Os íons chegam na cúspide magnética 486 com a energia rotacional aproximadamente igual à energia total inicial, i.e., 1/2 Mvp2 = Mv02. Há uma distribuição de energias de íon e raios iniciais de íon rQ quando os íons alcançam a cúspide magnética 486. Porém, os raios iniciais r0 tendem a ser aproximadamente proporcionais à velocidade inicial vo. O campo magnético radial e a velocidade de feixe radial produzem uma força de Lorentz na direção azimutal. O campo magnético na cúspide 486 não altera a energia das partículas mas inverte a velocidade axial inicial vp = v0 para uma velocidade axial residual vz e uma velocidade azimutal vi, onde v02 = vz2 + vi2. O valor da velocidade azimutal vi pode ser determinado da conservação de momentum canônico (5) Um íon de feixe entra no lado esquerdo da cúspide 486 com & = fib, vz = v0, vi = 0 e r= r0. Ele emerge no lado direito da cúspide 486 com r= r0, Sz = - Bo, Vi = qBoro/Mc e vz = V vo2 - V12 (6) onde Ω0 = qBo/Mc é a freqüência de ciclotron. A freqüência de rotação dos íons é em uma faixa de cerca de 1-10 MHz, e preferivelmente em uma de cerca de 510 MHz, que é a freqüência na qual a geração de energia ocorre.

Para os íons passarem através da cúspide 486, o giro-raio de íon eficaz deve ser maior que a largura da cúspide 486 no raio r0. É experimentalmente bastante possível reduzir a velocidade axial em um fator de 10 de forma que a energia axial residual será reduzida em um fator de 100. Depois serão convertidos 99 % da energia de íon em energia rotacional. O feixe de íons tem uma distribuição de valores para v0 e r0. Porém, porque r0 é proporcional a v0 como previamente indicado pelas propriedades do reator com base em FRC, a eficiência da conversão para energia rotacional tende ser 99 % para todos os íons.

Como representado na Fig. 19B, a estrutura de eletrodo simétrica do ICC 420 da presente invenção preferivelmente inclui quatro eletrodos 494. Um circuito de tanque (não mostrado) é conectado às estruturas de eletrodo 494 de forma que as voltagens instantâneas e os campos elétricos são como ilustrados. A voltagem e o circuito de tanque oscilam a uma freqüência de ω = Ω0. O campo elétrico azimutal E no intervalos 497 é ilustrado na Fig. 19B e Fig. 22. Fig. 22 ilustra o campo elétrico nos intervalos 497 entre os eletrodos 494 e o campo que um íon sofre enquanto ele gira com velocidade angular Ω0. É evidente que em uma revolução completa a partícula sofrerá aceleração e desaceleração alternadamente em uma ordem determinada pela fase inicial. Além do campo elétrico azimutal Ee também há um campo elétrico radial Er. O campo azimutal Ee é máximo nos intervalos 497 e diminui à medida que o raio diminui. Fig 22 assume que a partícula gira mantendo um raio constante. Por causa do gradiente no campo elétrico a desaceleração dominará sempre sobre a aceleração. A fase de aceleração faz o raio de íon aumentar de forma que quando o íon encontra-se próximo a um campo elétrico em desaceleração o raio de íon será maior. A fase de desaceleração dominará independente da fase inicial do íon porque o gradiente radial do campo elétrico azimutal Ee sempre é positivo. Como resultado, a eficiência da conversão de energia não é limitada a 50 % devido ao problema de fase inicial associado com ciclotrons convencionais. O campo elétrico Er também é importante. Ele também oscila e produz um efeito de rede na direção radial que retorna à trajetória do feixe ao raio original com velocidade zero no plano perpendicular ao eixo como na Fig. 19C. O processo pelo qual os íons sempre são desacelerados é similar ao princípio de focalização forte que é uma característica essencial dos aceleradores modernos como descrito na Patente U. S. No. 2.736.799. A combinação de uma lente positiva (focalização) e negativa (desfocalização) é positiva se o campo magnético tiver um gradiente positivo. Uma lente dupla em quadrupolo de focalização forte é ilustrada na Fig. 23. A primeira lente está focalizando na direção x e desfocaiizando na direção y. A segunda lente é similar com as propriedades de x e y alternadas. O campo magnético desaparece no eixo de simetria e tem um gradiente radial positivo. Os resultados de rede para um transcurso de feixe de íons através de ambas as lentes são focalização em todas as direções independente da ordem de passagem.

Resultados similares foram informados para um transcurso de feixe através de uma cavidade ressonante contendo um campo magnético axial forte e operando no modo TEm (ver Yoshikawa et al.). Este dispositivo é chamado um peniotron. No modo TEm a cavidade ressonante tem ondas de repouso em que 0 campo elétrico tem simetria em quadrupolo. Os resultados são qualitativamente similares a alguns dos resultados aqui descritos. Há diferenças quantitativas em que a cavidade de ressonância é muito maior no tamanho (10 metros de comprimento), e opera em uma freqüência muito mais alta (155 MHz) e campo magnético (10 T). A extração de energia das ondas de freqüência alta requer um rectena. O espectro de energia do feixe reduz a eficiência de conversão. A existência de dois tipos de íons é um problema mais sério, mas a eficiência de conversão é adequada para um reator D-He3 que produz prótons de 15 MeV.

Uma órbita de partícula simples 422 para uma partícula dentro do ICC 420 é ilustrada na Fig. 19C. Este resultado foi obtido mediante simulação em computador e um resultado similar foi obtido para 0 peniotron. Um íon que entra em algum raio rQ espirala 0 comprimento do ICC e após perder a energia rotacional inicial converge a um ponto em um círculo do mesmo raio rQ. As condições iniciais são assimétricas; 0 estado final reflete esta assimetria, mas é independente da fase inicial de forma que todas as partículas são desaceleradas. O feixe na extremidade do coletor de íons do ICC é novamente anular e de dimensões similares. A velocidade axial pode ser reduzida em um fator de 10 e a densidade correspondentemente aumentada. Para uma partícula simples uma eficiência de extração de 99 % é possível. Porém, vários fatores, como energia rotacional perpendicular do feixe anular antes de entrar no conversor, podem reduzir esta eficiência em cerca de 5 %. A extração de força elétrica pode ser cerca de 1-10 MHz e preferivelmente cerca de 5-10 MHz, com redução adicional na eficiência da conversão devido ao condicionamento da força para conectar a uma grade de força.

Como ilustrado nas Figs. 20A e 20B, modalidades alternativas das estruturas de eletrodo 494 no ICC 420 podem incluir dois eletrodos semi-circulares simétricos e/ou eletrodos capturados 494 que capturam em direção ao coletor de íons 492.

Ajustes podem ser feitos para as dinâmicas de íon dentro do campo magnético principal do ICC 420 usando dois grupos de bobinas auxiliares 500 e 510, como ilustrado nas Figs. 24A e 24B. Ambos grupos de bobina 500 e 510 envolvem condutores adjacentes com correntes opostamente direcionadas, assim os campos magnéticos têm uma faixa curta. Um gradiente de campo magnético, como esquematicamente ilustrado na Fig. 24A, mudará a freqüência de rotação dos íons e a fase. Um campo magnético de pólos múltiplos, como esquematicamente ilustrado na Fig. 24B, produzirá agrupamento, como em um acelerador linear.

REATOR

Fig. 25 ilustra um reator de 100 MW. O corte do gerador ilustra uma região de núcleo de força de fusão tendo bobinas de supercondução para aplicar um campo magnético uniforme e uma bobina de fluxo para formação de um campo magnético com topologia invertida de campo. As extremidades opostas adjacentes da região do núcleo de força de fusão são conversores de energia ICC para conversão direta da energia cinética dos produtos de fusão em força elétrica. O equipamento de suporte para um tal reator é ilustrado na Fig. 26.

SISTEMA DE PROPULSÃO

Fig. 27 ilustra um sistema de propulsão de empuxo de plasma 800. O sistema inclui um núcleo de força de FRC 836 onde um núcleo de combustível de fusão 835 está contido e de ambas as extremidades deste os produtos de fusão emergem na forma de um feixe anular 837. Um conversor de energia ICC 820 é acoplado a uma extremidade do núcleo de força. Um bico magnético 850 é posicionado adjacente à outra extremidade do núcleo de força. O feixe anular 837 dos produtos de fusão flui de uma extremidade do núcleo de força de fusão ao longo das linhas do campo para dentro do ICC para conversão da energia e da outra extremidade do núcleo de força ao longo das linhas do campo fora do bico para empuxo T.

Embora a invenção seja suscetível a várias modificações e formas alternativas, um exemplo específico desta foi ilustrado nos desenhos e aqui descrito em detalhes.

Porém, deve ser entendido que a invenção não será limitada à forma particular divulgada, mas ao contrário, a invenção abrangerá todas as modificações, equivalentes e alternativas que encaixam dentro do espírito e escopo das reivindicações em anexo.

REIVINDICAÇÕES

Claims (61)

1. Conversor de energia de cíclotron invertido compreendendo: uma pluralidade de eletrodos (494) formando uma cavidade cilíndrica, os eletrodos estando em relação espaçada formando uma pluralidade de intervalos prolongados (497) entre os mesmos, em que a pluralidade de eletrodos (494) compreende mais de dois eletrodos, e um gerador de campo magnético (488) se estendendo ao redor da pluralidade de eletrodos; o conversor de energia CARACTERIZADO pelo fato de compreender: uma câmara (305) contendo um eixo principal (315); um primeiro gerador de campo magnético (325, 425) para a criação de um campo magnético com simetria azimutal no interior de uma região central da câmara contendo um fluxo (480) substancial mente paralelo ao eixo principal da câmara, uma bobina de fluxo (320) concêntrica com o eixo principal da câmara para a criação de um campo elétrico azimutal no interior da câmara, em que a pluralidade de eletrodos (494) forma uma cavidade cilíndrica em uma primeira região de extremidade da câmara (305), sendo que a pluralidade de eletrodos (494) consistindo de mais do que dois elétrodos em relação espaçada para a formação de intervalos prolongados (497) presente entre os elétrodos adjacentes, com a pluralidade de elétrodos (497) vindo a formar um campo elétrico apresentando uma estrutura de múltipla polaridade apresentando mais do que dois pólos, segundo gerador de campo magnético (480) para a criação de um campo magnético com simetria azimutal no interior da primeira região de extremidade da câmara contendo um fluxo (496) substancial mente paralelo ao eixo principal da câmara, coletor de elétrons (490) posicionado entre os primeiro e segundo geradores de campo magnético sendo adjacente a uma primeira extremidade da pluralidade de elétrodos, e coletor de íons (492) posicionado na adjacência de uma segunda extremidade da pluralidade de elétrodos,

2. Conversor, de acordo com a reivindicação 1, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de uma segunda pluralidade de elétrodos constituindo uma superfície cilíndrica em uma segunda região de extremidade da câmara, sendo que a segunda pluralidade de elétrodos compreendendo mais do que dois elétrodos em uma relação espaçada formando um intervalo alongado entre os elétrodos adjacentes, terceiro gerador de campo magnético para a criação de um campo magnético com simetria azimutal no interior da segunda região de extremidade da câmara apresentando um fluxo substancialmente paralelo ao eixo principal da câmara, segundo coletor de elétrons posicionado entre o primeiro e o terceiro geradores de campo magnético sendo adjacente a uma primeira extremidade da segunda pluralidade de elétrodos, e um segundo coletor de íons posicionado na adjacência de uma segunda extremidade da segunda pluralidade de elétrodos.

3. Conversor de energia de cíclotron invertido compreendendo: uma pluralidade de eletrodos (494) formando uma cavidade cilíndrica, os eletrodos estando em relação espaçada formando uma pluralidade de intervalos prolongados (497) entre os mesmos, em que a pluralidade de eletrodos (494) compreende mais de dois eletrodos, e um gerador de campo magnético (488) se estendendo ao redor da pluralidade de eletrodos; o conversor de energia CARACTERIZADO pelo fato de compreender um reator de fusão (410) apresentando um primeiro gerador de campo magnético (425), e um conversor ciclotrônico de energia inversa (42) acoplado a uma primeira extremidade do reator de fusão, com o conversor compreendendo de três ou mais elétrodos (494) formando uma superfície cilíndrica e em relação espaçada para a formação de um intervalo (497) presente entre os elétrodos adjacentes, segundo gerador de campo magnético (488), coletor de elétrons (490) posicionado entre o primeiro e o segundo geradores de campo magnético sendo adjacente a uma primeira extremidade os quatro, três ou mais elétrodos, e um coletor de íons (492) posicionado na adjacência de uma segunda extremidade dos quatro, três ou mais elétrodos.

4. Conversor, de acordo com a reivindicação 3, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de um segundo conversor ciclotrônico de energia inversa acoplado junto a uma segunda extremidade do reator de fusão.

5. Conversor, de acordo com a reivindicação 3, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de uma câmara cilíndrica (305).

6. Conversor, de acordo com a reivindicação 5, CARACTERIZADO pelo fato do reator de fusão compreender ainda de uma bobina de fluxo (320) concêntrica ao eixo principal (315) da câmara, estando posicionada no interior de uma região de energia nuclear (436).

7. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 3, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de um circuito de ressonância acoplado aos elétrodos.

8. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 3, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de um circuito tanque acoplado aos elétrodos.

9. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 3, CARACTERIZADO pelo fato do coletor de elétrons apresentar uma configuração anular.

10. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 5, CARACTERIZADO pelo fato do primeiro e segundo geradores de campo magnético compreenderem de bobinas de campo anular posicionadas em torno da câmara, sendo que as linhas de campo do campo magnético geradas pelas bobinas de campo do primeiro gerador de campo magnético funcionam em uma direção oposta as linhas de campo do campo magnético geradas pelas bobinas de campo do segundo gerador de campo magnético.

11. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 3, CARACTERIZADO pelo fato do coletor de elétrons e do coletor de íons serem acoplados eletricamente.

12. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 3, CARACTERIZADO pelo fato dos elétrodos serem simétricos.

13. Conversor, de acordo com a reivindicação 10, CARACTERIZADO pelo fato do primeiro gerador de campo magnético compreender ainda de primeiro e segundo conjuntos de bobinas de reflexão (330) posicionados em relação espaçada em torno da câmara e vindo a definir uma região de energia nuclear (436) entre os mesmos.

14. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 5, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de injetores de plasma acoplados à câmara.

15. Conversor, de acordo com a reivindicação 14, CARACTERIZADO pelo fato dos injetores de plasma serem orientados de forma axial para a injeção de plasma em sentido a um plano intermediário da câmara.

16. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 3, CARACTERIZADO pelo fato do primeiro gerador de campo magnético ser sintonizável.

17. Conversor, de acordo com a reivindicação 16, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de um sistema de controle acoplado ao primeiro gerador de campo magnético.

18. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 6, CARACTERIZADO pelo fato da bobina de fluxo consistir de uma bobina de fluxo beta-trônico.

19. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 6, CARACTERIZADO pelo fato da bobina de fluxo incluir enrolamentos paralelos de uma pluralidade de bobinas separadas.

20. Conversor, de acordo com qualquer uma das reivindicações 1 a 5, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda de injetores de feixes iônicos (340) acoplados à câmara.

21. Conversor, de acordo com a reivindicação 20, CARACTERIZADO pelo fato dos injetores iônicos incluírem um mecanismo para a neutralização da carga elétrica dos feixes iônicos emitidos a partir dos injetores.

22. Método de converter energias de produto de fusão em energia elétrica compreendendo as etapas de: injetar íons ao longo de uma trajetória helicoidal dentro de uma cavidade cilíndrica formada por uma pluralidade de eletrodos semicilíndricos (494) em relação espaçada um com o outro formando uma pluralidade de intervalos prolongados (497) entre os mesmos, formar um campo elétrico (E) com estrutura multipolo dentro da cavidade, e converter energia cinética dos íons em energia elétrica, pela desaceleração dos ditos íons através da aplicação de um campo elétrico; o método CARACTERIZADO pelo fato de compreender as etapas de geração de um campo magnético apresentando uma configuração de campo revertido (FRC) no interior de uma câmara, com confinamento de um plasma incorporando íons e elétrons no interior da câmara, geração de íons para produção de fusão no interior da FRC, e conversão da energia cinética dos íons para produção de fusão emergindo a partir da FRC em energia elétrica.

23. Método, de acordo com a reivindicação 22, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de conversão da energia cinética dos íons para produção de fusão incluir o direcionamento dos íons para produção de fusão através de um campo elétrico de desaceleração com a desaceleração dos íons para produção de fusão.

24. Método, de acordo com a reivindicação 23, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda da etapa de criação de um campo elétrico de desaceleração.

25. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações 23 ou 24, CARACTERIZADO pelo fato da desaceleração do campo elétrico consistir de um campo elétrico alongado de múltipla polaridade compreendendo de três ou mais pólos.

26. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações 24 ou 25, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda as etapas de trazer os íons de produção de fusão a partir da FRC sob forma de um feixe anular direcionando os íons ao longo de um trajeto helicoidal através do campo elétrico de desaceleração.

27. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 24 a 26, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de criação de um campo elétrico de desaceleração incluir a aplicação de um potencial de oscilação junto a três ou mais elétrodos alongados em relação espaçada junto aos intervalos alongados formados entre os elétrodos adjacentes, com os três ou mais elétrodos alongados dando formação a uma cavidade cilíndrica no interior da câmara.

28. Método, de acordo com a reivindicação 27, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de criação de um campo elétrico alongado de múltipla polaridade incluir a criação de campos elétricos azimutais ao longo dos intervalos alongados formados entre os três ou mais elétrodos.

29. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 26 a 28, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de criação de um segundo campo magnético aplicado no interior da câmara, com as linhas de campo unidirecionais do primeiro e do segundo campos magnéticos se estendendo em direções opostas.

30. Método, de acordo com a reivindicação 29, CARACTERIZADO pelo fato de compreender a etapa de conexão das linhas de campo do primeiro e do segundo campos magnéticos para a formação de um vértice magnético.

31. Método, de acordo com a reivindicação 30, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de direcionar o feixe anular através do vértice magnético.

32. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 22 a 31, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de converter substancialmente toda a energia axial dos íons de produção de fusão em energia rotacional.

33. Método, de acordo com a reivindicação 31, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de coleta dos elétrons de neutralização de carga a partir do feixe anular conforme os elétrons sigam acompanhando as linhas de campo magnético do vértice magnético.

34. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 22 a 33, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de coleta de íons uma vez que uma porção substancial de suas energias venha a ser convertida em energia elétrica.

35. Método, de acordo com a reivindicação 34, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de condicionamento da energia elétrica convertida a partir da energia iônica conjugando-a com as redes de energia existentes.

36. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 22 a 35, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de geração de um campo eletrostático no interior da câmara.

37. Método, de acordo com a reivindicação 36, CARACTERIZADO pelo fato do campo eletrostático apresentar uma magnitude correspondendo a magnitude de um primeiro campo magnético aplicado.

38. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações 36 ou 37, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de geração de um campo eletrostático incluir as etapas de aplicação do primeiro campo magnético junto a câmara a uma magnitude pré-determinada, e com a injeção de feixes contendo íons junto a FRC para uma velocidade pré-determinada.

39. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 36 a 38, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de ajuste da magnitude do campo eletrostático por meio do ajuste da magnitude do primeiro campo magnético aplicado.

40. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 36 a 38, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de sintonização do primeiro campo magnético aplicado para o controle da magnitude do campo eletrostático.

41. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 22 a 40, CARACTERIZADO pelo fato de compreender a etapa de confinamento magnético de uma pluralidade de íons de plasma no interior da FRC.

42. Método, de acordo com a reivindicação 41, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de confinar eletrostaticamente uma pluralidade de elétrons de plasma no interior do campo eletrostático.

43. Método, de acordo com a reivindicação 40, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de sintonização de um campo magnético aplicado incluir o ajuste da magnitude do campo eletrostático.

44. Método, de acordo com a reivindicação 36, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de geração do campo eletrostático incluir as etapas de rotação do plasma em uma direção magnética diagonalizada no interior da FRC com a criação de uma carga positiva em excesso em função dos elétrons virem a deixar o plasma.

45. Método, de acordo com a reivindicação 44, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de criação de um excesso de carga positiva incluir a presença de forças de Lorentz junto aos elétrons do plasma.

46. Método, de acordo com a reivindicação 42, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de confinamento magnético incluir a contenção substancialmente habitual de íons.

47. Método, de acordo com a reivindicação 46, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de confinamento eletrostático incluir a contenção substancialmente habitual de elétrons.

48. Método, de acordo com a reivindicação 46, CARACTERIZADO pelo fato da contenção habitual de íons incluir a contenção de íons no interior da estrutura de confinamento por um período de tempo maior do que um tempo de queima do plasma.

49. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 22 a 48, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de levar os íons a orbitarem no interior da FRC em órbitas betatrônicas com grandes raios sendo que o raio da órbita excede aos comprimentos de onda de flutuações produzindo um transporte irregular.

50. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 22 a 48, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de rotacionar o plasma gerando uma corrente para a formação de um auto-campo magnético circundando o plasma.

51. Método, de acordo com a reivindicação 50, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de combinação do primeiro campo magnético aplicado com o auto-campo magnético para a formação do campo magnético FRC.

52. Método, de acordo com a reivindicação 51, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de criação de um campo elétrico azimutal no interior da estrutura de confinamento.

53. Método, de acordo com a reivindicação 52, CARACTERIZADO pelo fato de compreender as etapas de acoplamento do campo elétrico azimutal junto aos íons e elétrons do plasma com a imposição de forças ponderomotivas junto aos íons e elétrons do plasma.

54. Método, de acordo com a reivindicação 53, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de criação de um campo elétrico azimutal incluir o aumento de uma corrente funcionando através de uma bobina de fluxo.

55. Método, de acordo com a reivindicação 41, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de resfriamento dos elétrons.

56. Método, de acordo com a reivindicação 41, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda da etapa de transferência de energia a partir de carregamento profundo da energia potencial elétrica do campo eletrostático aos íons de produção de fusão.

57. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 22 a 56, CARACTERIZADO pelo fato do plasma compreender pelo menos de duas espécies diferenciadas de íons.

58. Método, de acordo com a reivindicação 50, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda a etapa de aceleração do plasma de feixe rotacional para uma energia rotacional de fusão de relevância.

59. Método, de acordo com a reivindicação 59, CARACTERIZADO pelo fato de compreender ainda as etapas de injeção de feixes iônicos de alta-energia junto a FRC com a captura de feixes junto a órbitas betatrônicas no interior da FRC.

60. Método, de acordo com qualquer uma das reivindicações de 36 a 41 ou 57, CARACTERIZADO pelo fato dos feixes serem injetados substancialmente de modo transversal junto ao primeiro campo magnético aplicado.

61. Método, de acordo com a reivindicação 36, CARACTERIZADO pelo fato da etapa de geração de um campo eletrostático incluir a aplicação do primeiro campo magnético aplicado junto a uma magnitude correspondendo a um campo eletrostático se encontrando confinado junto a uma pluralidade de feixes de elétrons do plasma.