Die Möglichkeit der Zündung von thermonuklearen Mikroexplosionen durch Laser-Elektronen- und Ionen-Strahlen ist seit langem bekannt. Die grösste Schwierigkeit der Zündung von thermonuklearen Mikroexplosionen durch Laserstrahlen für eine wirtschaftliche thermonukleare Energieausbeute ist der grosse bisher noch nicht verfügbare Laserapparat. Relativistische Elektronenstrahlen, die als Alternative vorgeschlagen wurden haben zwar eine erheblich grössere Energie, die Impulslänge ist aber länger und damit die Leistung geringer. Das grösste Problem für Ionenstrahlen ist die Fokussierung auf einen kleinen Querschnitt.
Von diesem Stand der Technik ist auszugehen, wobei das der Erfindung zugrundeliegende Verfahren folgende Eigenschaften hat.
1) Die Energie wird dem zu zündenden thermonuklearen Material durch eine fukussierte Stosswelle zugeführt.
2) Das Verfahren erlaubt die Strahlenenergie mit grosser Präzision auf das thermonukleare Material zu fokussieren.
3) Die Länge des Energieimpulses kann verkürzt werden.
4) Das Verfahren erlaubt die Zündung von mehrstufigen Mikroexplosionen, wobei eine kleinere Mikroexplosion eine grössere zünden kann.
Nachfolgend wird das Verfahren nach der Erfindung beispielsweise beschrieben.
Der Grundgedanke des Verfahrens ist in Figur I erklärt. Ein Strahlteilchen trifft an der Stelle B auf die gekrümmte konkave Wand W. Das Wandmaterial an der Stelle B wird dabei verdampft, was zu einer kleinen kugelförmigen Stosswelle führt.
Die Überlagerung aller dieser kugelförmigen Stosswellen führt nach dem Huyghens'schen Prinzip zu einer gekrümmten Stosswelle. Wenn die Wand eine entsprechende Form hat, dann konvergiert die Stosswelle auf das thermonukleare Material P.
Das thermonukleare Material P wird mit dem Schirm S gegen unerwünschte Vorheizung durch den Strahl geschützt. Eine Vorheizung des thermonuklearen Materials würde seine nachfolgende Kompression auf hohe Dichten durch die Stosswelle beeinträchtigen. Ausserdem kann der Schrim als Amboss zur Zusammenhaltung des thermonuklearen Materials dienen.
Die Wandform ist angenährt durch das Fermat'sche Prinzip bestimmt. In eimem r-z zylindrischen Koordinatensystem mit r=z=O an der Stelle des thermonuklearen Materials hat danach die Wandfläche die Gleichung t = v + rv = const. (1) vo v1 v0 ist dabei die Geschwindigkeit der einfallenden Strahlteilchen und v1 die Geschwindigkeit der von der Wand ausgehenden Stosswelle. Für Photonen und relativistische Elektronen ist vO¯c (c Lichtgeschwindigkeit) und v,ctv,-c, was zu einer angenähert halbkugelförmigen Wandfläche führt. Für Ionenstrahlen kann man Fälle mit v¯ vO haben und die Wandfläche ist dann ein Paraboloid.
Durch eine geeignete radiale Variation der Dichte e und des Atomgewichtes A innerhalb des zu verdampfenden Wandmaterials kann man es erreichen, dass die Stosswelle während der Annäherung an das Konvergenzzentrum sich radial komprimiert. Gemessen an der Grösse dieser Kompression wird dann die zeitliche Länge des Energiepulses bezüglich P verkürzt. Die optimale Variation von e und A kann leicht abgeschätzt werden, wenn man die gegenseitige Teilchenwechselwirkung im Stoss in erster Näherung vernachlässigt.
Wenn a der anfängliche Abstand eines Teilchens der Stosswelle vom Konvergenzzentrum ist und wenn alle Teilchen der Stosswelle gleichzeitig, d.h. zur Zeit t=to, am Konvergenzzentrum eintreffen sollen, was gerade die Bedingung der radialen Kompression ist, dann muss die anfängliche Geschwindigkeit der Teilchen der Stosswelle durch v(a) = a/tO (2) gegeben sein. Die Teilchen legen dann eine durch r=a (l-t/to) (3) zeitlich abnehmende Entfernung vom Konvergenzzentrum rurück. Die Dichte in der Stosswelle ändert sich dann gemäss e= eo (a) (A/r)3 = eo (a) (I/to)-3 (4) Ind die Energieflussdichte für r= r1 ist gegeben durch e1=(1/2) ev3 = (1/2) QO (a) (r1/tO)3 (1-t/t,)-6 (5)
Will man z.
B. adiabatische Kompression des thermonuklearen Materials erreichen, so ist eine Energieflussdichte der Form ex (1-tIt0)-15118 (6) erwünscht (Nuckolls et al. Nature 239 139 (1972)). Diese Pulsform kann nun dadurch erreicht werden indem man eO (a) x (l-t/to)33/8 = (r1Ia)3318 a a-33/8 = a-4 (7) setzt. Falls die Temperatur T für alle Teilchen der Stosswelle dieselbe ist hat man v (a) osT/A (8)
Da aber v(a) a a folgt, dass man dann A zu a2 (9) stzen muss. Diese Abschätzung sollen durch ein Beispiel ergänzt werden.
Man nehme eine anfängliche Dicke der Stosswelle asa=2 cm und einen Abstand r=r1 = 1 cm derselben vom Konvergenzzentrum an. Dies würde dann eine Variation von e gegeben durch A/p/p = (n a(r1)4 = 16 und eine Variation von A gegeben durch hA/A = (ha/r1)2 = 4 verlangen. Diese Variationen in der Dichte und des Atomgewichts sind dabei leicht durch Verwendung bekannter Materialien darzustellen.
Mit der Annäherung der Stosswelle an das Konvergenzzentrum bleibt die Form des Energieflusses sich selbst ähnlich, die Energieflussdichte nimmt dabei aber gemäss ear3zu, wobei die geometrische Konvergenz den Faktor r-2 und die radiale Stosswellenkompression den Faktor T1 beiträgt. Wenn die Stosswelle von r= r1 cm bis herunter auf den Abstand r=r0= 0,1 cm fokussiert wird, dann würde die Energieflussdichte um den Faktor 103 zunehmen und die Pulslänge um den Faktor 10 abnehmen. Für einen relativistischen Elektronenstrahl mit einer typtischen Pulslänge von =5 X 10-8 sec würde das zu einer Impulslänge der fokussierten Stosswelle von =5 x 10-9 sec führen.
Wird die Detonationswelle einer thermonuklearen Mikroexplosion nun nach Reflexion von einer anderen gekrümmten Wand auf einen zweiten thermonuklearen Target fokussiert, dann kann eine zweite grössere Mikroexplosion gezündet werden. Die Detonationswelle dieser zweiten Mikroexplosion kann dann in analoger Weise mittels einer weiteren gekrümmten Wand auf einen dritten thermonuklearen Target fokussiert und zur Auslösung einer dritten noch stärkeren Mikroexplosion dienen, die dann ihrerseits eine vierte Mikroexplosion zünden kann us. w. Diese Methode der Mehrstufenmikroexplosionen hat den entscheidenen Vorteil, dass sie eine wesentlich geringere anfängliche Energie des zur Zündung vorgesehenen Strahls erfordert als es andernfalls notwendig ist.
Der Energiegewinn El/Eo für eine Mikroexplosion ist angenähert durch El /o= E0113 (10) gegeben, wobei Eo die Strahlenergie in Joule ist. Für eine TD thermonukleare Reaktion gehen aber nur 20% der Energie in geladene Teilchen und die allein in der Lage zur Auslösung einer Stosswelle sind. Nimmt man weiterhin an, dass in die reflektierte Stosswelle 50% der verfügbaren Energie gehen, dann hat man E1/E0cE113, C-0,1 (11)
Für die Energieabgabe einer n-stufigen Mikroexplosion erhält man dann n-1 z (4/3)kl En/Eo=c F (4/3)"1 (12)
Ist z. B. Eo= 104 J, so hätte man z.
B. für eine vicrstufige
Mikroexplosion E4 1,3 X 106 J. Für E,= 105 J gäbe eine zweistufige Mikroexplosion bereits E23,6 x 106 J. Diese Werte sind an der unteren Grenze für eine wirtschaftliche Energieaus beute.
Figur 2 zeigt das Beispiel einer Anordnung zur Zündung einer zweiten Mikroexplosion, wobei P1 das thermonukleare
Material der ersten und P2 dasjenige der zweiten Stufe ist. S ist hier wieder ein Strahlungsschirm zur Verhinderung der vorzeiti gen unerwünschten Aufheizung von P2, vornehmlich durch die
Röntgenstrahlung der ersten Mikroexplosion. Beide thermo nuklearen Stoffe P1 und P2 befinden sich an zwei Stosswellen brennpunkten auf der Verbindungslinie der Vertexpunkte I und II innerhalb eines eiförmigen Hohlraumes gebildet von der
Wand W. Die Gleichung der Wandfläche kann hier wieder genähert durch das Fermat'sche Prinzip erhalten werden.
Wenn die Wandfläche in rotationssymmetrischen Bipolarkoordinaten r1, r2 gegeben ist, mit dem Koordinatenursprung in P1 und P2, dann hat man - + '2 - const. (13) v1 v2 v1 ist dabei die Geschwindigkeit der Explosionsprodukte von P1 und v2 die Geschwindigkeit der von der gekrümmten Wand ausgehendenStosswelle. Die Figur2 ist für den Fall v2=(1/2) v1 gezeichnet worden. Die Zündung von P1 muss durch bekannte Methoden, einschliesslich derjenigen hier beschriebenen durch Reflexion an einer gekrümmten Wand, erfolgen. Zu diesem Zweck muss der Hohlraum Öffnungen in der Nähe von P1 haben, damit der Zündungsstrahl das thermonukleare Material P1 treffen kann.
In Figur 3 ist schliesslich die Anordnung einer vierstufigen Mikroexplosion gezeigt. Durch Eo ist dabei der anfängliche Zündstrahl angedeutet. Das thermonukleare Material der vier Stufen ist P1, P2, P3 und P4. Die Wände A, B, C und D sind hier gerade stark genug um der ersten reflektierten Detonationswelle nicht aber der darauffolgenden standzuhalten.