CN101189684B - 等离子体发电系统 - Google Patents

Abstract

一种用于在场反向配置(FRC)磁拓扑中控制聚变和聚变产物能量直接到电力的转换的系统及设备。优选，等离子体离子磁约束在FRC中，而等离子体电子静电约束在通过调谐外加磁场产生的深能量阱中。在这个配置中，离子和电子可以具有适当的密度和温度，以致在碰撞时由核力把它们融合在一起，从而形成以环形束形式出现的聚变产物。当聚变产物离子螺旋通过逆回旋加速器转换器的电极时，能量从它们那里移出。有利地，能用本约束和能量转换系统使用的聚变燃料等离子体包括高级(非中子)燃料。

Description

等离子体发电系统

技术领域

本发明一般涉及等离体物理领域，特别涉及用于约束等离子体使核聚变能成为可能和用于把来自聚变产物的能量转换成电能的方法和设备。

背景技术

聚变是两个轻核组合形成一个较重核的过程。聚变过程以快速运动的粒子的形式释放巨大能量。因为原子核是带正电的-由于包含在其中的质子造成的-所以在它们之间有排斥的静电即库仑力。对于两个聚变的核来说，这个排斥力势垒必须被克服。在两个核充分靠近在一起时，这种情况发生，此时短距离的核力变得强到足以克服库仑力并聚变核。核克服库仑势垒需要的能量由它们的热能提供，这个热能必须是非常高。例如，如果温度至少是10⁴eV量级-大致对应10⁸开氏温度，聚变速率可以是可观的。聚变反应的速率是温度的函数，用称为反应率的量表征。例如，D-T反应的反应率具有在30keV和100keV之间的很宽的峰。

典型的聚变反应包括：

D+D→He³(0.8MeV)+n(2.5MeV)，

D+T→α(3.6MeV)+n(14.1MeV)，

D+He³→α(3.7MeV)+p(14.7MeV)，

p+B¹¹→3α(8.7MeV)，

其中，D表示氘；T表示氚；表示氦核；n表示中子；p表示质子；He表示氦；B¹¹表示硼-11。每个方程中的括号中的数字表示聚变产物的动能。

上面列出的前两个反应-D-D和D-T反应-是中子的，这意味着，聚变产物的大部分能量是由快速中子携带。中子反应的缺点是：(1)快速中子流产生许多问题，包括反应堆壁的结构损坏和对于大多数制造材料而言高水平的放射性；以及(2)通过将快速中子的热能转换成电能收集它们的能量，这是效率非常低的(小于30％)。中子反应的优点是：(1)它们的反应率峰在相对低的温度；以及(2)它们由于辐射造成的损耗是相对低的，因为氘和氚的原子序数是1。

其他两个方程中的反应-D-He³和p-B¹¹-称为高级燃料。不是如在中子反应中那样产生快速中子，它们的聚变产物是带电粒子。高级燃料的一个优点是，它们产生少得多的中子，因此不太有与它们有关的缺点。在D-He³的情况下，由二次反应产生一些快速中子，但这些中子只占聚变产物能量的约百分之十。p-B¹¹反应是无快速中子的，虽然它的确产生一些由二次反应造成的慢速中子，却产生少得多的问题。高级燃料的另一个优点是，它们的聚变产物包括其动能可以直接转换成电能的带电粒子。用适当的能量转换过程，高级燃料聚变产物的能量可以以高效率收集，可能超过百分之九十。

高级燃料也具有缺点。例如，高级燃料的原子序数较高(对于He³是2，而对于B¹¹是5)。因此，它们的辐射损耗比在中子反应中的大。还有，使高级燃料聚变困难得多。它们的峰值反应率出现在高得多的温度，并且达不到如D-T的反应率那样高。于是，用高级燃料引起聚变反应要求：使它们达到较高的能量状态，该状态下它们的反应率是非常大的。因此，必须把高级燃料封闭(containment)较长的时期，其间它们可达到适当的聚变条件。

对于等离子体的封闭时间是Δt＝r²/D，其中，r是最小等离体尺寸，D是扩散系数。扩散系数的经典值是

其中，a_i是离子回转半径，以及τ_ie是离子-电子碰撞时间。按照经典扩散系数的扩散称为经典迁移。起因于短波长不稳定性的玻姆(Bohm)扩散系数是

其中Ω_i是离子回转频率。按照这个关系的扩散称为反常迁移。对于聚变条件，反常迁移导致比经典迁移短得多的封闭时间。按给定数量的等离子体的封闭时间必须比等离子体核聚变反应的时间长的要求，这个关系确定在聚变反应堆中等离子体必须多大。所以，考虑到较小的初始等离子体，经典迁移条件在聚变反应堆中是更理想的。

在用等离子体环形约束的早期实验中，观测到了

的封闭时间。在最近40年的进步已把封闭时间增加到了

一个现有的聚变反应堆概念是托卡马克(Tokamat)。过去30年，聚变的努力集中在利用D-T燃料的托卡马克反应堆。这些努力在“国际热核实验反应堆(ITER)”中达到顶峰。最近就托卡马克的实验提出，经典迁移

是有可能的，在经典迁移的情况下，最小等离子体尺寸能从米减少到cm。这些实验包含注入高能束(50到100keV)，把等离子体加热到10到30keV的温度。见W.Heidbrink和G.J.Sadler，34Nuclear Fusion(核聚变)535(1984)。在这些实验中观测到，当热等离子体继续异常快扩散时，高能束离子慢下来并且经典地扩散。这个的原因是，高能束离子具有大的回转半径，因此，对随比离子回转半径短的波长(λ＜a_i)的波动不敏感。短波长波动会对周期取平均而由此抵消。然而，电子具有小得多的回转半径，所以它们对波动和迁移响应异常。

因为反常迁移，等离子体的最小尺寸必须至少在2.8米。由于这个尺寸，ITER被建成30米高和30米直径。这是实际有可能的最小D-T托卡马克型反应堆。对于高级燃料，例如D-He³和p-B¹¹，托卡马克型反应堆会不得不大得多，因为燃料离子具有核反应的时间长得多。使用D-T燃料的托卡马克型反应堆有另外的问题，这个问题是，聚变产物能量的大部分能量由14MeV中子携带，这在几乎所有建造材料中由于中子流造成辐射损害和感应反应性。另外，它们的能量转换成电能必须靠热过程，这样转换效率不大于30％。

另一个建议的反应堆配置是碰撞束反应堆。在碰撞束反应堆中，由一些离子束轰击本底等离子体。这些束包含具有比热等离子体大得多的能量的离子。在这种类型的反应堆中产生有用的聚变反应已经是不现实的，因为本底等离子体使离子束慢下束。为减小这个问题和使核反应的数量最大，提出了各种建议。

例如，Jassby等人的美国专利No.4065351披露了在环形约束系统中产生氘和氚的逆流碰撞束的方法。在Jassby等人的美国专利No.4057462中，注入电磁能量抵消体平衡等离子体拖曳对这些离子核素中的一个的影响。环形约束系统等同托卡马克。在Rostoker的美国专利No.4894199中，用同一平均速度在托卡马克镜即场反向配置中注入和俘获氘和氚。为了俘获束的单独目的，有低密度的冷本底等离子体。束因为它们具有高的温度而反应，并且主要由伴随注入离子的电子引起减慢。电子由离子加热，在这个情况下减慢最小。

然而，平衡电场不在这些装置中的任何一个中起任何作用。此外，没有任何减少或者甚至考虑反常迁移的意图。

其他专利考虑离子的静电约束和在一些情况考虑电子的磁约束。这些专利包括Farnsworth的美国专利No.3258402和Farnsworth的美国专利No.3386883(它们披露了离子的静电约束和电子的惯性约束)、Hirsch等人的美国专利No.3530036和Hirsch等人的美国专利No.3530497(与farnsworth类似)、Limpaecer的美国专利No.4233537(它披露了离子静电约束和用多极会切反射壁的电子的磁约束)以及Bussard的美国专利No.4826646(与Limpaecer类似并包含点会切)。这些专利之中没一个考虑电子的静电约束和离子的磁约束。虽然已有许多关于离子静电约束的研究课题，但它们之中没一个成功地在离子具有聚变反应堆要求的密度时建立要求的静电场。最后，上面援引的那些专利之中没一个讨论场反向配置磁拓扑。

大约1960年在“海军研究实验室”在方位角箍缩(theta pinch)实验期间偶然发现场反向配置(FRC)。图3和图5说明内部磁场反转方向的一个典型FRC拓扑，而图6和图9表示FRC中的粒子轨道。关于FRC，在美国和日本已资助了许多研究计划。有一篇关于从1960年到1988年的FRC研究的理论和实验的综合评论论文。见M.Tusewski，28 Nuclear Fusion(核聚变)2023(1988)。一个关于FRC研制的白皮书叙述了在1996年的研究和对未来研究的建议。见L.C.Steinhauer等人，30 FusionTechnology(聚变技术)116(1996)。至今，在FRC实验中，用方位角箍缩方法形成FRC。该形成方法的后果是，离子和电子各携带一半电流，这就导致等离子体中的可忽略的静电场和无静电场约束。在这些FRC中的离子和电子被磁封闭。在几乎所有的FRC实验中都假定反常迁移。见例如Tusewski论文的2072页1.5.2节的开头。

于是，期望提供一种具有封闭系统和能量转换系统的聚变系统，所述封闭系统会显著减少或消除离子和电子的反常迁移，该能量转换系统以高效率把聚变产物的能量转换成电能。

发明内容

本发明涉及一种系统，这个系统有利于在具有场反向拓扑的磁场中的受控聚变和聚变产物能量到电功率的转换。在这里称为等离子体发电(PEG)系统的系统优选包括具有趋向于显著减少或消除离子和电子的反常迁移的封闭系统的聚变反应堆。另外，PEG系统还包括以高效率直接把聚变产物能量转换成电能的与反应堆耦合的能量转换系统。

在一个实施例中，离子和电子的反常迁移都会被显著减少或消除。通过在场反向配置(FRC)的磁场中磁约束离子会避免离子的反常迁移。对于电子，通过调谐外加磁场产生把电子静电约束在深势阱中的强电场，避免了能量的反常迁移。结果，能用于本约束设备和工艺的聚变燃料等离子体不限于中子燃料，也有利地包括高级即非中子燃料。对于非中子燃料，聚变反应能量几乎完全是带电粒子即高能离子的形式。这些带电粒子能在磁场中被操控，依燃料而定，不造成或几乎不造成放射性。

在一个优选实施例中，聚变反应堆的等离子体封闭系统包括室、用于施加在基本上沿主轴的方向上的磁场的磁场发生器以及包括环流离子束的环形等离子体层。环形等离子体束层以轨道的形式基本上磁封闭在室内，而电子基本上保持在静电能量阱中。在一个优选实施例中，磁场发生器包括电流线圈。优选，磁场发生器还包括在室端部附近的镜像线圈(mirror coil)，这些线圈增加在室端部的外加磁场的幅度。系统也包括一个或几个用于把中性化离子束注入到磁场中的束注入器。在磁场中，由于磁场产生的力所述束进入轨道。在一个优选实施例中，系统形成具有场反向配置的拓扑的磁场。

在另一个优选实施例中，提供一个可选择的室，这个室防止方位镜像电流在室壁中央区形成，并使磁通量快速穿过该室。提供结构强度和良好真空性能的、主要由不锈钢组成的室包括，沿几乎整个室长度延伸的室壁中的轴向绝缘中断(break)。优选，有3个互相间隔开约120度的中断。这些中断包括形成在壁中的槽或缝隙。把包含绝缘材料(优选陶瓷等)的插入物插入到槽或缝隙中。在室内部，金属覆盖物覆盖该插入物。在室外部，该插入物附到优选由玻璃纤维等形成成的密封板上。密封板同室壁的不锈钢表面一起借助O环密封件形成真空屏障。

在再另一个优选实施例中，感应等离子体源是可安装在室内的，并包括冲贿圈组件(优选单匝冲贿圈)。它优选由高压(约5-15kV)电源(未示出)馈电。通过经拉伐尔(Laval)喷嘴的直接气体馈送把如氢(或其他合适的气体聚变燃料)这样的中性气体引入到源里。一旦气体从喷嘴排出并把它自己分布在冲贿圈的线圈绕组表面上，绕组就被激励。低电感冲贿圈中的超快电流和磁通量跃升导致气体内的很高的电场。该电场引起击穿、电离和形成的等离子体随后从冲贿圈表面向室的中央或中平面的喷射。

在再一个优选实施例中，RF驱动包括位于室内的四极回旋加速器，其具有4个彼此之间有间隙的方位对称的电极。四极回旋加速器产生以与离子的方位速度相同的方向但以更大的速度旋转的电位波。适当速度的离子能被俘获在这个波中并被周期地反射。这个过程增加燃料离子的动量和能量，并且这个增加通过碰撞传递到没有被俘获的燃料离子。

在另一个实施例中，直接能量转换系统用于通过经电磁场减慢带电粒子，把聚变产物的动能直接转换成电力。有利地，本发明的直接能量转换系统具有转换约5MHz的聚变输出功率的频率和相位来匹配外部60Hz电网的频率的效率、粒子能量容差和电子能力。

在一个优选实施例中，能量转换系统包括与聚变反应堆的相对端结合的逆回旋加速器转换器(ICC)。ICC具有由多个(优选4个或更多个)相等的半圆柱形电极组成的中空圆柱体状几何结构，所述电极之间延伸有小的直缝隙。在工作中，以交变方式把振荡电位加到电极上。在ICC内的电场E具有多极结构，在对称轴上消失，随半径线性增加，峰值在缝隙处。

另外，ICC包括磁场发生器，用于施加在与聚变反应堆的封闭系统的外加磁场基本相反的方向上的均匀单方向磁场。在离聚变反应堆功率芯的最远端，ICC包括离子收集器。在功率芯和ICC之间，是对称的磁会切，在这里，封闭系统的磁场与ICC的磁场合并。环形电子收集器安置在磁会切周围，并与离子收集器耦合。

在再另一个优选实施例中，产物核和电荷中和电子以一密度作为环形束从反应堆功率芯的两端涌出，由于电子和离子的能量差别，在该密度下磁会切把它们分开。电子循着磁力线到电子收集器，而离子穿过磁会切，在那里，离子轨迹改变成基本上是沿ICC长度的螺旋路径。当离子螺旋通过连接到谐振电路的电极时，能量从它们移出。垂直能量的损失对于最初在电极附近环行的最高能量离子最大，所述电极处电场最强。

从结合附图进行的以下描述的考虑，本发明的其他方面和特点将变得明显。

附图说明

通过举例但不是限制，在附图上说明一些优选实施例。图上相同的参考数字系指相同的部件。

图1表示示例性约束室的局部视图。

图2A表示另一个示例性约束室的局部视图。

图2B表示沿图2A上的直线2B-2B的局部剖面视图。

图2C表示沿图2B上的直线2C的详细视图。

图2D表示沿图2B上的直线2D-2D的局部剖面视图。

图3表示FRC的磁场。

图4A和4B分别表示FRC中的抗磁和反抗磁方向。

图5表示碰撞束系统。

图6表示电磁感应加速器轨道。

图7A和7B分别表示FRC中的磁场和梯度漂移的方向。

图8A和8B分别表示FRC中的电场和

漂移的方向。

图9A、9B和9C表示离子漂移轨道。

图10A和10B表示在FRC的端部的洛伦兹力。

图11A和11B表示振荡束系统中的电场和电位的调谐。

图12表示麦克斯韦分布。

图13A和13B表示由于大角度离子-离子碰撞引起的从电磁感应加速器轨道到漂移轨道的过渡。

图14表示在考虑小角度电子-离子碰撞时的A、B、C和D电磁感应加速器轨道。

图15表示被电极化时的中性离子束。

图16表示在约束室中的接触等离子体时的中性离子束的正面视图。

图17是按照起动过程的一个优选实施例的约束室的示意性端视图。

图18是按照起动过程的另一个优选实施例的约束室的示意性端视图。

图19表示表明FRC形成的B形点探测的踪迹。

图20A表示可安装在室内的感应等离子体源的视图。

图20B和20C表示感应等离子体源的局部视图。

图21A和21B表示RF驱动系统的局部视图。

图21C表示二极和四极配置的示意图。

图22A表示部分的等离子体发电系统，这个系统包括与逆回旋加速器直接能量转换器结合的碰撞束聚变反应堆。

图22B表示图19上的逆回旋加速器转换器的端视图。

图22C表示在逆回旋加速器中离子的轨道。

图23A表示部分的等离子体发电系统，这个系统包括与逆回旋加速器转换器的替换实施例结合的碰撞束聚变反应堆。

图23B表示图20A上的逆回旋加速器转换器的端视图。

图24A表示在传统回旋加速器里面的粒子轨道。

图24B表示一个振荡电场。

图24C表示加速粒子的变化能量。

图25表示在ICC的电极之间的缝隙处的方位电场，这个电场为具有角速度的离子所经历。

图26表示聚焦四极双合透镜。

图27A和27B表示辅助磁场线圈系统。

图28表示100MW反应堆。

图29表示反应堆的支持设备。

图30表示等离子体推力推进系统。

图31表示等离子体推力器推进系统的主要部件。

图32表示等离子体推力器推进系统的方块图。

具体实施方式

如图上所说明的，本发明的等离子体发电(PEG)系统优选包括与直接能量转换系统耦合的碰撞束聚变反应堆(CBFR)。如指上述所说的，理想的聚变反应堆解决了离子和电子二者的反常迁移问题。在这里找到的解决反常迁移问题的方法利用具有磁场的封闭系统，该磁场具有场反向配置(FRC)。以这样方式，即，大多数离子具有大的非绝热轨道，使它们对引起绝热离子反常迁移的短波长波动不敏感，离子的反常迁移通过FRC中的磁场约束避免。特别是，FRC中存在磁场消失的区域，使具有包括大多数的非绝热离子的等离子体有可能。对于电子，通过调谐外加磁场以出现强电场来避免能量的反常迁移。强电场把电子静电地约束在深势阱中。

可以供本约束设备和工艺使用的聚变燃料等离子体不限于如D-D(氘-氘)或D-T(氘-氚)这样的中子燃料，但也有利地包括如D-He³(氘-氦-3)或p-B¹¹(氢-硼-11)这样的高级或非中子燃料。(关于高级燃料的讨论，见R.Feldbacher和M.Heindler，Nuclear Instrumentsand Method(核仪器和方法)，Physics Research，A271(1988)jj-64(北荷兰阿姆斯特丹))。对于这样的非中子燃料，聚变反应能量几乎完全是带电粒子即高能离子的形式。这些带电粒子能在磁场中被操控，并且取决于燃料，几乎不造成放射性。D-He³反应产生一个H离子和一个带有18.2MeV能量的He⁴离子，而p-B¹¹反应产生3个He⁴离子和8.7MeV能量。例如，根据对于利用非中子燃料的聚变装置的理论模化，输出能量转换效率可以如约90％那样高，如K.Yoshikawa、K.Noma和Y.Yamamoto在聚变技术，19，870(1991)中所述。这样的效率显著地提高非中子燃料在规模可变的(1-1000MW)的、小型的、低成本的配置方面的前景。

在本发明的直接能量转换过程中能够减慢聚变产物的带电粒子，并且能够把它们的动能直接转换成电能。有利地，本发明的直接能量转换系统具有转换约5MHz的聚变输出功率的频率和相位以匹配外部60Hz电网的频率和相位的效率、粒子能量容差和电子能力。

聚变封闭系统

图1说明按照本发明的封闭系统300的优选实施例。封闭系统300包括室壁305，其中限定了约束室310。优选，约束室310形状上是圆柱形的，具有沿室310中心的主轴315。为了将该封闭系统300应用于聚变反应堆，有必要在室310里面建立真空或接近真空。与主轴315同中心的是电磁感应加速器通量线圈(flux coil)320，位于室310之内。电磁感应加速器通量线圈320包括适于围绕长线圈引导电流的载电流介质，如所示，该介质优选包括多个单独线圈的并绕组，最优选地，约4个单独线圈的并绕组，以形成长线圈。本领域技术人员会懂得，通过电磁感应加速器线圈320的电流将在电磁感应加速器线圈320里产生磁场，该磁场基本上在主轴315的方向上。

围绕室壁305的外面是外部线圈325。外部线圈325产生相对恒定的磁场，该磁场具有基本上与主轴315平行的磁通。该磁场是方位角对称的。由外部线圈325引起的磁场是恒定的并与主轴315是平行的近似，远离室310端部是最正确的。在室310的每端是镜线圈330。镜线圈330适于在每端在室310里产生增加的磁场，于是在每端向内弯曲磁力线(见图3和5)。如所解释的，磁力线的该向内弯曲有助于，通过推动等离子体335离开端部(在那里它会逃离封闭系统300的)，把它封闭在一般在镜线圈330之间的室310内的封闭区里。用本领域已知向各种方法，包括增加镜线圈330中的绕组数目、增加通过镜线圈330的电流或者用外部线圈325与镜线圈330交叠，镜线圈330壳适于在端部产生增加的磁场。

如图1所示的外部线圈325和镜线圈330在室壁305外面实现；然而，它们也可以在室310里面。在室壁305由如金属这样的导电材料构建的情况下，有利的是，把线圈325、330放在室壁305里面，因为磁场扩散经过壁305花费的时间可能相对多，因而使系统300反应缓慢。类似地，室310可以是中空圆柱的形状的，室壁305形成长、环形圈。在这样情况下，电磁感应加速器通量线圈320可能在这个环形圈的中央在室壁305外实现。优选，形成环形圈的中心的内壁可包括如玻璃这样的非导电材料。如将成为明显的，室310必须有足以允许环流的等离子体束或层335以一定半径围绕主轴315旋转的尺寸和形状。

室壁305可以由如钢这样的具有高磁导率的材料形成。在这样情况下，由于材料中感应的反向电流，室壁305有助于使磁通量免于逃离室310，“压缩”它。如果室壁是由如有机玻璃这样的具有低磁导率的材料制成，另一个用于封闭磁通量的装置将是必需的。在这样情况下，可提供一系列闭环、扁平金属环。在本领域中称为通量限定器的这些环将提供在外部线圈325之内，但在环流等离子体束335之外。进一步地，这些通量限定器可以是无源的或有源的，其中有源的限定器用预定电流驱动以更加促进磁通量在室310内的封闭。可选择地，外部线圈325它们本身就可用作通量限定器。

如下面更详细解释的，包含带电粒子的环流等离子体束335可以由外部线圈325引起的磁场造成的洛伦兹力封闭在室310内。像这样，等离子体束335中的离子被磁封闭在围绕自外部线圈325的磁通线的大电磁感应加速器轨道上，该磁通线与主轴315平行。在室310里也提供一个或几个束注入端口340，用于把等离子体离子加到环流等离子体束335。在一个优选实施例中，注入端口340适于在离主轴315大约相同的径向位置注入离子束，在所述位置处封闭环流等离子体束335(即围绕下面所述的零位面)。此外，注入端口340适于正切于被封闭的等离子体束335的电磁感应加速器轨道并在该轨道的方向上注入离子束350(见图17)。

也提供一个或多个本底等离子体源345，用于注入非高能等离子体云到室310中。在一个优选实施例中，本底等离子体源345适于把等离子体335向室310的轴中心引导。已经发现，这样引导等离子体有助于更好地封闭等离子体335并在室310内的封闭区内导致高密度的等离子体335。

真空室

如上所述，对于CBFR的封闭系统的应用来说，有必要在室里面产生真空或接近真空。由于中性粒子和等离子体燃料之间的相互作用(散射、电荷交换)总是提供能量损耗通道，所以关键的是限制反应堆室内的残余物密度。另外，由真空抽的很差的室造成的杂质可能在工作期间导致污染副反应，并可能在起动期间消耗过度的能量，因为系统不得不烧尽这些残余物。

实现良好水平的真空通常涉及不锈钢室和端口以及低脱气材料的使用。在金属的情况下，良好的真空性能进一步与良好的结构特性配合。然而，如不锈钢等这样的导电材料呈现各种关于它们的电性能的问题。虽然这些负面效应都是联系着的，但它们以不同方式表现出来。在最负面特性中有：磁场通过室壁的减速的扩散、电荷在表面上的积累、系统对瞬变信号响应时间的急剧改变以及在表面上形成影响期望磁拓扑的镜像电流。没有这些不希望有的特性并呈现良好真空性能的材料是如陶瓷、玻璃、石英和较小程度的碳纤维的绝缘体。这些材料的主要问题是结构的完整性以及偶然损坏的可能性。如陶瓷的不良可加工性这样的制造问题是另外的限制。

在一个实施例中，如图2A、2B、2C和2D上所描绘的，提供一备选室1310，它使这些问题最少。CBFR的室1310优选主要由金属(优选不锈钢等)构成，以提供结构强度和良好真空性能。然而，室1310的圆柱形壁1311包括在壁1311中的轴向绝缘中断1360，该中断在室1310的中央部分或CBFR的功率芯区沿室1310几乎整个长度延伸。优选，如图2B上所描绘的，有3个互相间隔开约120度的中断1360。如图2C上所描绘的，中断1360包括在室1310的壁1311中的槽或缝隙1362，围绕槽1362的边缘形成有密封槽或支座1369。O环密封件1367容纳在凹槽1369中。如图2D上所描绘的，槽1362延伸室1310的整个长度，使足够的不锈钢材料在两端附近形成壁1311的方位角连续部分，以便提供结构的完整性和为在端处的良好质量真空密封做好准备。为了改进结构完整性和防止内爆，如图2A上所描绘的，室1310优选包括多组局部方位肋1370，该局部方位肋与室壁1311整体地形成或者通过焊接等与室壁1311的表面结合。

如图2C上所描绘的，缝隙1362用由陶瓷材料形成的插入物1364填充。插入物1364稍微伸进到室1310的内部，并在内侧上被金属覆盖物1366覆盖，以防止来自环流等离子体束的一次等离子体与陶瓷碰撞引起的二次等离子体发射。在室1310的外面，插入物1364附到密封板1365，该密封板借助O环密封件1367与室壁1311的不锈钢表面形成真空垒。为了保持希望有的真空性能，密封板1365优选由基板(优选玻璃纤维等)构成，玻璃纤维等是较柔软的，而且与O环1367形成比陶瓷材料更紧密的密封，特别在向内的压力轻微地使室1310变形时。

在槽1362内的插入物或陶瓷绝缘体1364优选防止电流跨缝隙1362形成电弧，并由此防止方位镜像电流在室壁1311中形成。如下面所述的，镜像电流是楞次定律现象，它是抵抗任何磁通量变化的自然倾向：例如在CBFR的形成期间在通量线圈1320中发生的磁通量变化。如果在室1310的圆柱形壁1311中没有槽1362，在通量线圈1320中的变化的磁通量使相等但反向的感应电流形成在不锈钢壁1311中，以抵消了在室1310里面的磁通量变化。虽然感应的镜像电流会比施加到通量线圈1320上的电流弱，但镜像电流倾向于很强地减少在室1310内的施加磁场或约束磁场，在不解决时，这倾向于负面地影响磁场拓扑并改变在室1310内的约束特性。槽1362的存在防止在室壁1311的方位连续部分中，向着远离室1310端部的室1310的中平面在室壁1311中形成方位镜像电流。能由室壁1311向着远离室1310的端部的中面承载的唯一镜像电流是，与槽1362的纵向轴平行流动的很弱的电流。这样的电流对FRC的轴向磁约束场没有任何影响，因为由纵向穿过室壁1311的镜像电流产生的磁镜像场只呈现径向和方位分量。在室1310端部附近的壁1311的方位连续导电部分中形成的方位镜像电流不倾向于负面地影响和/或改变在室1310里面的约束特性，因为在该附近的磁拓扑对等离子体的约束不重要。

除了防止在室壁1311中形成方位镜像电流外，槽1362还提供磁通量从场和镜像线圈1325和1330快速穿透室1310的路径。结果，槽1362使得能够进行外加场的亚毫秒级精细调谐和反馈控制。

FRC中的带电粒子

图3表示FRC 70的磁场。该系统具有相对于其轴78的圆柱对称性。在FRC中，有两个磁力线区：开放的80和闭合的82。分割这两个区的面称界面84。FRC形成在其上磁场消失的圆柱形零位面86。在FRC的中央部分88，磁场不在轴向上明显改变。在端90，磁场的确在轴向上明显改变。在FRC中，沿中心轴78的磁场反转方向，这得出在场反向配置(FRC)中的术语“反向的”。

在图4A中，在零位面94以外的磁场是在第一方向96上。在零位面94以内的磁场是在与第一方向相反的第二方向98上。如果一个离子在方向100上运动，作用其上的洛伦兹力30指向零位面94。通过应用右手法则，很容易理解这种情况。对于在抗磁方向102上运动的粒子，洛伦兹力总是指向零位面94。这种现象得出称作电磁感应加速器轨道的粒子轨道，要在下面描述。

图4B表示一个在反抗磁方向104上运动的离子。这种情况下的洛伦兹力指向离开零位面94。这种现象得出称作漂移轨道的一种类型轨道，要在下面描述。离子的抗磁方向是电子的反抗磁方向，反之亦然。

图5表示以离子的抗磁方向旋转的等离子体环或环形层106。环106围绕零位面86定位。由环形等离子体层106产生的磁场108与外加磁场110接合，形成具有FRC的拓扑的磁场(图3上表示该拓扑)。

形成等离子体层106的离子束具有温度，因此这些离子的速度在以离子束的平均角速度旋转的框架中形成麦克斯韦分布。不同速度的离子之间的碰撞导致聚变反应。由于这个原因，等离子体束层或功率芯106被称为碰撞束系统。

图6表示称为电磁感应加速器轨道112的碰撞束系统中的主要类型离子轨道。电磁感应加速器轨道112能表示为以零位圆114为中心的正弦波。如上面解释的，在零位圆114上的磁场消失。轨道112的平面垂直于FRC的轴78。在这个轨道上的离子从起点116在它们的抗磁方向102上运动。在电磁感应加速器轨道上的离子具有两种运动：在径向方向(与零位圆114垂直)上的振动和沿零位圆114平移。

图7A是FRC中磁场118的图。该图的水平轴代表以cm为单位离FRC轴78的距离。磁场以千高斯为单位。如该图所描绘的，磁场118在零位圆半径120处变为零。

如图7B上所示，在零位圆附近运动的粒子将经历指向离开零位面86的磁场梯度126。在零位圆外面的磁场是在第一方向122上，而在零位圆里面的磁场是在与第一方向相反的第二方向124上。梯度漂移的方向由叉积

给出，在这里，

是磁场梯度；于是，通过应用右手法则能理解，梯度漂移的方向是在反抗磁方向上，不管离子在零位圆128以外还是以内。

图8A是FRC中电场130的图。该图的水平轴代表以cm为单位离FRC轴78的距离。电场以伏/cm为单位。如该图所描绘的，电场130在接近零位圆半径120处变为零。

如图8B上所示，对于离子电场是去约束的(deconfining)，它指向离开零位面86的方向132、134上。如前述，磁场在零位面86以内和以外处在相反方向122、124上。通过应用右手法则能理解，

漂移的方向是在抗磁方向102上，不管离子在零位面136以外还是以内。

图9A和9B表示称为漂移轨道138的FRC中的另一类型公共轨道。漂移轨道138能在零位面114以外，如图9A上所示，或者在它以内，如图9B上所示。如果

漂移占优势，则漂移轨道138以抗磁方向旋转，或者，如果梯度漂移占优势，漂移轨道138以反抗磁方向旋转。在图9A和9B上表示的漂移轨道138从起点116以抗磁方向102旋转。

如图9C上所示，漂移轨道能被想象为在相对较大的圈上滚动的小圈。小圈142以指示方向144绕其轴自旋。它也以方向102在大圈146上滚动。点140将在空间中沿着与138相同的路径前进。

图10A和10B表示在FRC端部151的洛伦兹力方向。在图10A中，示出了离子在抗磁方向102上以速度148在磁场150中运动。通过应用右手法则能理解，洛伦兹力152倾向于把离子推回到闭合场力线区中。所以，在这种情况下，洛伦兹力152对离子是约束的。在图10B中，示出了离子在反抗磁方向上以速度148在磁场150中运动。通过应用右手法则能理解，洛伦兹力152倾向于把离子推到开放场力线区中。所以，在这种情况下，洛伦兹力152对离子是去约束的。

在FRC中的磁和静电约束

通过在离子的抗磁方向102上围绕零位面86注入高能离子束，能在FRC中形成等离子体层106(见图5)。(在下面接着详细讨论形成FRC和等离子体环的一些不同方法)。在环流等离子体层106中，大多数的离子具有电磁感应加速器轨道112(见图6)，是高能的，并且是非绝热的。因此，它们对引起反常迁移的短波长波动是不敏感的。

在FRC中在平衡条件下形成的等离子体层106中，动量守恒在离子的角速度ω_i和电子的角速度ω_e之间施加关系。这个关系是

${\mathrm{\ω}}_e={\mathrm{\ω}}_i[1-\frac{{\mathrm{\ω}}_i}{{\mathrm{\Ω}}_0}],$ 其中 ${\mathrm{\Ω}}_0=\frac{\mathrm{Ze}{B}_0}{m_{i}c}---\left(1\right)$

在方程式1中，Z是离子原子序数，m_i是离子质量，e是电子电荷，B₀是外加磁场量值，以及c是光速。在这个关系中有3个自由参数：外加磁场量值B₀、电子的角速度ω_e和离子的角速度ω_i。如果它们中的两个已知，能从方程式1确定第3个。

因为通过把离子束注入到FRC中形成等离子体层106，离子的角速度ω_i由束的注入动能W_i确定，W_i由下式给出

$W_i=\frac{1}{2}{m}_i{V}_i^2=\frac{1}{2}{m}_i{\left({\mathrm{\ω}}_i{r}_o\right)}^2---\left(2\right)$

这里，V_i＝ω_ir₀，其中V_i是离子的注入速度，ω_i是离子的回旋频率，以及r₀是零位面86的半径。已经忽略束中电子的动能，因为电子质量m_e比离子质量m_i小得多。

对于固定的束注入速度(固定的ω_i)，能够调谐外加磁场B₀，以便不同的ω_e值是可获得的。如将示出的，调谐外部磁场B₀也产生在等离子体层内的静电场的不同值。在图11A和11B上说明本发明的特征。图11A表示对于相同的注入速度(ω_i＝1.35x10⁷s^-1)，但对于外加磁场值B₀的3个不同值，所获得的3个电场(以伏/cm为单位)曲线：

上表中的ω_e值是按方程式1确定的。人们能懂得，在方程式1中，ω_e＞0意味着Ω₀＞ω_i，使得电子以它们的反抗磁方向旋转。图11B表示对于同一组的B₀值和ω_e值的电位(以伏为单位)。图11A和11B的水平轴代表离FRC轴78的距离，以cm为单位在图中表示。电场和电位很强地依赖于ω_e。

根据简单的物理基础能够解释上述结果。在离子以抗磁方向旋转时，离子被洛伦兹力磁约束。这在图4A上表示过。对于以与离子相同方向旋转的电子，洛伦兹力是在相反方向上，使得电子不被约束。电子离开等离子体，结果造成正电荷过剩。这就建立了一个防止其他电子离开等离子体的电场。该电场的方向和量值在平衡时由动量守恒确定。

在电子和离子迁移时，该静电场起重要作用。相应地，本发明的一个重要方面是，在等离子体层106内产生一强静电场，这个静电场的量值由能容易调整的外加磁场B₀的值控制。

如所解释的，如果ω_e＞0，静电场对电子是约束的。如图11B上所示，通过调谐外加磁场B₀能够增加位阱深度。除了很窄的接近零位圆的区域外，电子总是有一个小回转半径。所以，电子以异常快速扩散率响应短波长波动。事实上，一旦聚变反应发生，该扩散帮助维持势阱。聚变产物离子(具有高得多的能量)离开等离子体。为维持电荷准中性，聚变产物必须将电子同它们一起从等离子体拉出，主要从等离子体层表面带走电子。在等离子体表面的电子密度很低，并且同聚变产物一起离开等离子体的电子必须被替换，否则势阱会消失。

图12表示电子的麦克斯韦速度分布162。仅来自麦克斯韦分布尾部160的很高能的电子才能到达等离子体表面并且同聚变离子一起离开。麦克斯韦分布162的尾部160因此由在接近零位面的高密度区域中的电子-电子碰撞产生。这些高能电子仍具有小回转半径，使得反常扩散允许它们足够快速地达表面以容纳离开的聚变产物离子。这些高能电子攀登势阱失去它们的能量并带有很小能量离开。虽然由于反常迁移电子能迅速地跨越磁场，但反常能量损耗趋向于被避免，因为很小能量被迁移。

势阱的另一个后果是类似于蒸发冷却的对电子的强冷却机制。例如，对于蒸发的水，必须给供给它蒸发的潜热。这个热由剩余液体水和周围介质供给，然后，剩余液体水和周围介质比热传输过程可置换能量更快地迅速热能化到较低温度。类似地，对于电子，势阱深度等于水的蒸发潜热。通过再供给麦克斯韦尾部的能量的热能化过程，电子供给为攀登势阱所需要的能量，以便电子能逃逸。于是，该热能化过程导致较低电子温度，因为它比任何加热过程都快得多。因为电子和质子之间的质量差别，从质子的能量传递时间大约是电子热能化时间的约1800之一。这个冷却机制也减少电子的辐射损耗。这对高级燃料特别重要，其中辐射损耗被具有大于1的原子序数Z(Z＞1)的燃料离子增强。

静电场也影响离子迁移。等离子体层106中的大多数粒子轨道是电磁感应加速器轨道112。大角度碰撞，即以90°-180°的散射角的碰撞，能把电磁感应加速器轨道变成漂移轨道。如上所述，漂移轨道的旋转方向由

漂移和梯度漂移的竞争决定。如果

漂移占优势，漂移轨道以抗磁方向旋转。如果梯度漂移占优势，漂移轨道以反抗磁方向旋转。这显示在图13A和13B上。图13A表示由于180°碰撞引起的从电磁感应加速器轨道到漂移轨道的过渡，这个过渡在点172处发生。漂移轨道继续以抗磁方向旋转，因为

漂移占优势。图13B表示另一个180°碰撞，但在这个情况下，静电场弱且梯度漂移占优势。于是，漂移轨道以反抗磁方向旋转。

漂移轨道的旋转方向确定它是否被约束。在漂移轨道上运动的粒子也将具有与FRC轴平行的速度。粒子从FRC的一端走到另一端占用的时间，作为它平行运动的结果，称为渡越时间；因此，漂移轨道用渡越时间量级的时间到达FRC的端部。如就图10A所表示的，在FRC的端部的洛伦兹力只对以抗磁方向旋转的漂移轨道是约束的。所以，在渡越时间后，以反抗磁方向旋转的漂移轨道上的离子损失。

这种现象导致离子损耗机制，预料它已在所有FRC实验中存在。事实上，在这些实验中，离子携带一半电流，而电子携带另一半电流。在这些状况下，等离子体内的电场是忽略不计的，且梯度漂移总是超出

漂移。因此，所有由大角度碰撞引起的漂移轨道在渡越时间后都失去。这些实验报告了比由经典扩散估计所预测那些更快的离子扩散率。

如果存在强静电场，漂移超出梯度漂移，并且漂移轨道以抗磁方向旋转。在上面就图13A表示了这种情况。在这些轨道达到FRC的端部时，它们被洛伦兹力反射回到闭合场力线的区域中。于是，它们仍然是被约束在系统中的。

碰撞束系统中的静电场可以是足够强的，以便

漂移超出梯度漂移。于是，通过消除类似于镜装置中的损失锥的该离子损失机制，系统的静电场会避免离子迁移。

通过考虑在电磁感应加速器轨道上的小角度电子-离子碰撞的效应，可理解离子扩散的另一个方面。图14A表示电磁感应加速器轨道112；图14B表示轨道174，它是考虑小角度电子-离子碰撞时的同一轨道112；图14C表示跟随了10倍长的时间的图14B的轨道176；以及图14D表示跟随20倍长的时间的图14B的轨道178。能够看到，电磁感应加速器轨道的拓扑不由于小角度电子-离子碰撞而改变；然而，它们的径向振动幅度随时间增长。事实上，在图14A到14D随时间肥起来，这表示经典扩散。

FRC的形成

用于形成FRC的传统工序主要利用角向箍缩场(theta pinch-field)反向工序。在这个传统方法中，由围绕中性气体回填充室的外部线圈施加偏置磁场。一旦这已发生，气体就被离化，并且偏置磁场被冻结在等离子体中。接着，外部线圈中的电流迅速反向，并且正取向的磁力线与先前冻结的磁力线连接形成闭合的FRC拓扑(见图3)。这个形成过程很大程度上是经验的，并且几乎不存在任何控制FRC形成的手段。因此，该方法具有差的可重复性并由此不具有任何调谐能力。

相反，本发明的FRC形成方法允许充分的控制并提供透明度和可重复性高得多的过程。事实上，由本发明的方法形成的FRC能够调谐，并且它的形状以及其他性质能直接受外部场线圈325施加的磁场的操控影响。用本发明的方法的FRC形成也导致以上面详细描述的方式的电场和势阱的形成。此外，本方法能被容易地推广以把FRC加速到反应堆水平参数和高能量燃料电流，并且有利地使经典的离子约束成为可能。另外，本技术能应用在紧凑型装置中，并且非常可靠以及容易实现所有反应堆系统的高度期望的特性。

在本方法中，FRC形成与环流等离子体束335有关系。可以理解，因为环流等离子体束335是电流，所以它产生极向磁场，如在圆形导线中的电流那样。在环流等离子体束335内，它感应的磁自场反抗由外部线圈325引起的外加磁场。在等离子体束335外，磁自场在与外加磁场相同的方向上。在离子体电流足够大时，自场克服外加场，并且在环流等离子体束335内磁场反向，因而形成如图3和5上所示的FRC拓扑。

磁场反向的要求能用简单的模型估计。考虑由具有长半径r₀和短半径a＜＜r₀的环承载的电流I_P。在环中央与环正交的磁场是B_P＝2πI_P/(cr₀)。假定，环电流I_P＝N_Pe(Ω₀/2π)由具有角速度Ω₀的N_P个离子承载。对于以半径r₀＝V₀/Ω₀环流的单个离子，Ω₀＝eB₀/m_ic是对外磁场B₀的回旋频率。假定V₀是束离子的平均速度。场反向被定义为

$B_p=\frac{N_p{\mathrm{e\Ω}}_0}{r_{0}c}\≥2B_0,---\left(3\right)$

这意味着，N_p＞2r₀/α_i，且

$I_p\≥\frac{e{V}_0}{\mathrm{\π}{\mathrm{\α}}_i},---\left(4\right)$

其中α_i＝e²/m_ic²＝1.57×10^-16cm，离子束能量是

在一维模型中，来自等离子体电流的磁场是B_p＝(2π/c)i_p，其中i_p是每单位长度的电流。场反向要求是i_p＞eV₀/πr₀α_i＝0.225千安培/cm，其中B₀＝69.3高斯，且

eV。对于具有周期环的模型，B_z在轴坐标上求平均<B_z>＝(2π/c)(I_p/s)(s是环间距)，如果s＝r₀，该模型会具有与一维模型相同的平均磁场，其中i_p＝I_p/s。

组合束/电磁感应加速器形成技术

上述的在约束系统300内形成FRC的一个优选方法在这里称作组合束/电磁感应加速器技术。这个方法利用电磁感应加速器通量线圈320把低能量等离子体离子束与电磁感应加速器加速组合。

该方法中的第一步是，利用本底等离子体源345，在室310里注入基本上环状的本底等离子体云层。外部线圈325在室310内产生磁化本底等离子体的磁场。以短的间隔，通过基本上横贯室310内的外加磁场的注入口340，把低能离子束注入到室310中。如上面所解释的，由这个磁场在大的电磁感应加速器轨道上把这些离子束俘获在室310内。这些离子束可以由离子加速器产生，例如包括离子二极管和Marx发生器的加速器。(见R.B.Miller，An Introduction to the Physics ofIntense Charged Particle beams(增强带电粒子束物理介绍)，(1982))。如本领域技术人员能懂得的，注入离子束一进入室310，外加磁场就将对它施加洛伦兹力。然而，期望的是，离子束在到达环流等离子体束335束之前，不偏转并因而不进入电磁感应加速器轨道。为解决这个问题，用电子把离子束中和，然后，如图15上所说明的，在离子束350被引导通过如在室310内的单向施加磁场这样的适当磁场时，带正电离子和带负电电子分离。离子束350因而由于该磁场获得电自极化。这个磁场也可由沿离子束路径的例如永久磁体或者电磁体产生。在接着引入到约束室310时，结果电场平衡了束粒子受到的磁力，允许离子束漂移而不被偏转。图16表示离子束350接触等离子体335时的正面图。如所描绘的，来自等离子体335的电子沿磁力线行进入或出束350，这由此消耗束的电极化。在束不再被电极化时，束加入在围绕主轴315的电磁感应加速器轨道上的环流等离子束335，如图1上所示(也见图5)。

在等离子体束335在其电磁感应加速器轨道上行进时，这些运动的离子形成电流，而该电流又导致极向磁自场。为了在室310内产生FRC拓扑，有必要增加等离子束335的速度，从而增加等离子体束335引起的磁自场的量值。磁自场足够大时，该磁场在等离子体束335内在离轴315的径向距离上的方向反向，导致FRC。(见图3和5)。可以理解，为维持环流等离子体束335在电磁感应加速器轨道上的径向距离，当环流等离子体束335在速度上增加时，有必要增加外部线圈325的外加场。于是，提供一个控制系统，用于维持由通过外部线圈325的电流支配的适当外加磁场。可选择地，可以使用第二外部线圈提供该另外的外加磁场，当等离子体束被加速时需要它来维持等离子体束的轨道的半径。

为增加环流等离子体束335在其轨道上的速度，提供电磁感应加速器通量线圈320。参照图17，可以理解，增加通过电磁感应加速器通量线圈320的电流，按安培定律，在室310里面感应方位电场E。等离子体束335中的带正电离子被这个感应电场加速，导致如上述的场反向。在离子束350(它如上所述被中和和极化)加到环流等离子体束335时，等离子体束335使离子束去极化。

为了场反向，环流等离子体束335优选被加速到约100eV的旋转能量，且优选为约75eV到125eV。为达到聚变的相关条件，环流等离子体束335优选被加速到约200KeV，且优选加速到约100KeV到3.3MeV。

成功地演示了利用组合束/电磁感应加速器形成技术形成FRC。利用达500G的外加磁场、达5kG的由电磁感应加速器通量线圈320从旋转等离子体感应的磁场以及1.2×10^-5乇的真空，在直径1米和长度1.5米的室1里实验上进行了组合束/电磁感应加速器形成技术。在实验中，本底等离子体具有10¹³cm^-3的密度，离子束是具有1.2×10¹³cm^-3的密度、2×10⁷cm/s的速度的中性氢束，脉冲长度大约20μs(在半高度处)。观测到了场反向。

电磁感应加速器形成技术

在约束系统300内形成FRC的另一个优选方法在这里被称作电磁感应加速器形成技术。这种技术是基于利用电磁感应加速器通量线圈320直接驱动电磁感应加速器感应电流以加速环流等离子体束335。除了低能量离子束的注入不必要外，这个技术的一个优选实施例利用图1描绘的约束系统300。

如表明的，电磁感应加速器形成技术中的主要部件是安装在室310中央并沿其轴的电磁感应加速器通量线圈320。由于其分离的并绕组结构，线圈320呈现很低的电感，并且，在与适当的电源耦合时具有低的LC时间常数，这使通量线圈320中电流的迅速跃升成为可能。

优选，通过激励外部磁场线圈325、330，FRC的形成开始。这在端部附近提供轴向引导磁场以及径向磁场成分，以轴向约束注入到室310中等离子体。一旦建立了足够的磁场，本底等离子体源345就由它们自己的电源激励。从喷枪发射的等离子体沿轴向引导磁场流动并由于它的温度而稍徵分散。当等离子体到达室310的中平面时，建立了一个连续的、轴向延伸的、环状的冷缓慢运动等离子体层。

此时，电磁感应加速器感应通量线圈320被激励。线圈320中的迅速上升电流造成快速变化的线圈内部的轴向磁通量。凭借感应效应，轴向通量的该迅速增加造成方位电场E的产生(见图18)，方位电场E穿过围绕通量线圈的空间。按照麦克斯韦方程，这个电场E与线圈内磁通量强度变化成正比，即，电磁感应加速器线圈电流跃升越快将导致越强的电场。

感应产生的电场E与等离子体中的带电粒子耦合而造成加速环状等离子体层中粒子的有质动力。凭借它们的较小质量，电子是第一经历加速的种类。于是，由这个过程形成的初始电流主要由电子引起。然而，足够的加速时间(大约几百微秒)也将最终导致离子电流。返回到图18，这个电场E加速在相反方向上的电子和离子。一旦这两个核素达到它们的最终速度，电流差不多同等地由离子和电子携带。

如上所述，由旋转等离子体携带的电流导致自磁场。在由等离子体层中的电流建立的自磁场成为与来自外部场线圈325、330的施加的磁场是可比较的时候，实际FRC拓扑的产生的建立。此时，磁重连接发生，并且，初始的外部产生磁场的开放磁力线开始闭合且形成FRC磁通表面(见图3和5)。

这种方法建立的基础FRC呈现适度的磁场和粒子能量，一般它们不处于反应堆有关的工作参数。然而，只要电磁感应加速器通量线圈320中的电流继续以快速率增加，感应电加速场将继续存在。这个过程的作用是，FRC的能量和总磁场强继续增长。于是，这个过程的程度主要受通量线圈电源限制，因为继续传递电流需要大规模的能量储存体。然而，原则上，加速系统到反应堆有关的条件是直接的。

对于场反向，环流等离子体束335优选被加速到约100KeV的旋转能量，优选在约75KeV到125KeV的范围。为达到聚变相关的条件，环流等离子体束335优选被加速到约200KeV，优选在约100KeV到3.3MeV的范围。在离子束加到环流等离子体束335时，如上所述，等离子体束335把离子束去极化。

以以下参数水平成功地证明了利用电磁感应加速器形成技术的FRC形成：

真空室尺寸：约1米直径，1.5米长度；

10cm的电磁感应加速器线圈半径；

20cm的等离子轨道半径；

真空室内产生的平均外磁场达100高斯，150微秒的跃升周期和2比1的磁镜比(源：外部线圈和电磁感应加速器线圈)；

本底等离子体(基本上是氢气)的特点在于约10¹³cm^-3的平均密度、小于10eV的动力学温度；

该配置的寿命受实验中储存的总能量限制，一般是30微秒左右。

以首先用在室里面成圆形形状安装的两组同轴电缆枪注入本底等离子体层进行实验。每8个枪一组安装在两个镜像线圈组之一上。枪以等距方式方位间隔开并相对其他组偏移。这种布置允许枪同时发射，并借此建立环形等离子体层。

在建立这个层时，电磁感应加速器通量线圈被激励。电磁感应加速器线圈绕组中的上升电流引起线圈内磁通量的增加，这导致方位电场围绕磁感应加速器线圈卷曲。在电磁感应加速器通量线圈中的快跃升和高电流产生强电场，该电场加速环形等离子体层，从而感应了一个颇大的电流。足够强的等离子体电流产生了磁自场，该自场改变外加场并引起场反向配置的形成。用B形点回路(B-dot loop)的详细测量识别了FRC的范围、强度和持续时间。

在图19上，用B形点探测信号的踪迹表示典型数据的例子。数据曲线A代表在实验的室的轴向中平面(离任何端板都75cm)处和在15cm的径向位置处的磁场的轴向分量的绝对强度。数据曲线B代表在室的轴向中平面处和在30cm的径向位置处的磁场的轴向分量的绝对强度。因此，曲线A数据组表示在燃料等离子体层内(在磁感应加速器线圈和等离子体之间)的磁场强度，而曲线B数据组描绘在燃料等离子体层外部的磁场强度。这些数据清楚地表明，内部磁场在约23微秒到47微秒之间颠倒取向(是负的)，而外部场仍旧是正的，即不颠倒取向。反向的时间受电磁感应加速器线圈中电流的跃升限制。一旦在电磁感应加速器线圈中到达峰值电流，在燃料等离子体层中的电流就开始减少且FRC迅速衰退。到现在为止，FRC寿命受在实验中能储存的能量限制。与注入和俘获实验一样，系统能够被升级以提供更长的FRC寿命和加速到反应堆相关参数。

总之，本技术不只产生紧凑型FRC，也是经得起使用的和可简单实现的。最重要地，能够容易地加速用本方法产生的基础FRC到任何要求水平的旋转能量和磁场强度。这对高能燃料束的聚变应用和经典约束是至关重要的。

感应等离子体源

上述的电磁感应加速器和束/电磁感应加速器FRC形成技术，两者都依赖于通过通量线圈320给本底等离子体赋予能量。类似于变压器，通量线圈执行变压器的初级绕组的功能，而等离子体起次级绕组的作用。为这个感应系统高效率地工作，等离子体是良导体这一点是绝对必要的。

与如金属这样的一般导体相反，随其温度增加，等离子体的电阻变小并因而更导电。特别是，等离子体电子的温度起重要作用，很大程度上决定了耗散(与电子-离子碰撞有关)。实质上，耗散是由于由电子-离子碰撞引起的电阻而引起的：碰撞频率越高，电阻率越高。这是由于等离子体中的聚合现象引起的，其中库仑碰撞截面被屏蔽。碰撞频率(相继碰撞的发生率)基本上是密度、遮蔽的库仑散射截面以及碰撞/散射电荷的热(或平均)速度(即v_c＝nov)的函数。按定义，v与T^1/2成比例，σ与v-⁴成比例，或者，从而与T^-2成比例。所以，碰撞频率v_c与n T^-3/2成比例。电阻率按η＝v_cm/ne²与碰撞频率建立关系。因此，电阻率与T^-3/2成比例，值得注意地，与密度无关，该事实的直接结果是，即使载荷子的数目随密度增加，散射中心的数目也增加。于是，较高的温度导致较高的等离子体电导率和较少的耗散损耗。

为实现较好的FRC中的约束的性能，热等离子体为此是高度希望的。在PEG系统的情况下，提高的电子温度导致改进的FRC起动(等离子体成为越好的导电体，等离子体和和通量线圈之间的感应耦合越好)、更好的电流持续(减小的等离子体电阻率导致更少的摩擦/耗散损耗和因而更少的电流损耗)以及更高的磁场强度(电流越强，自场越大)。在初始等离子体形成期间和在通量线圈接合之前足够的电子温度将导致通量线圈与等离子体的较好耦合(这有利地趋向于减少方位镜像电流在室壁中的形成)。这又将造成增强的电磁感应加速器加速(较小的电阻率导致更好的能量从通量线圈到等离子体的感应传递)和等离子体加热(由旋转电流所代表的赋予的有向能量中的一些将热能化和转到随机能量-最终导致等离子体由通量线圈加热)，这将因此增加离子-电子碰撞时间(由于较高的温度)、减少耗散(更小的电阻率)以及最终为达到更高的FRC磁场(更高的电流导致更强的磁场)创造条件。

为达到更好的初始等离子体温度，提供感应等离子体源。如图20A、20B和20C所描绘的，感应等离子体源1010是可围绕通量线圈320的端部安装在室310内的，并且包括单匝冲贿圈(shock coil)组件1030，组件1030优选用高压(约5-15KV)电源(未示出)馈电。通过经拉伐尔(Laval)喷嘴1020的直接气体馈送把如氢(或其他合适的气体聚变燃料)的中性气体引入到源1010里。气流优选由一些组超快喷阀控制，以产生清洁冲击前沿。一旦气体从喷嘴1020排出并把它自己分布在冲贿圈1030的线圈绕组1040的表面上，绕组1040就被激励。低电感冲贿圈1030中的超快电流和磁通跃升导致气体内的很高的电场，该电场引起击穿、电离和随后形成的等离子体从冲贿圈1030表面向室310的中央的喷射。

在一个优选实施例中，冲贿圈1030包括以围绕其外周形成的外环1034和围绕其内周形成的环形毂盘1036为边界的环形盘形体1032。环1034和毂1036轴向伸出体1032表面，形成敞口环形通道1035。体1032、环1034和毂1036优选通过具有良好真空性能和低放气性能的适当非导电材料的整体模制形成，这样的材料如玻璃、胶质玻璃、pirex、石英、或陶瓷等。

多段的管套(shroud)1012优选与冲贿圈1030的环1034耦合以限制产生的等离子体径向漂移。管套1012的每段1014包括多个轴向延伸的指状物1016。每段1014的端部包括安装支架1015。

线圈绕组1040优选用环氧树脂或一些其他的合适的粘合剂贴到在通道1035内的线圈体1032的面上。为获得冲贿圈1030的快速电磁特性，重要的是，保持它的电感尽可能低。通过在线圈1040中使用尽可能少的匝以及由多股并绕的线1042制作线圈1040来实现这一点。在一个示例性实施例中，线圈1040包括24股并联的线1042，每股完成一圈。这些线1042均在优选位于体1032的外周上隔开约15度的进入点开始，并且在仅绕轴一匝后在体1032的内径上的出口点1046处结束。因此，线圈绕组1040覆盖通道1035的内外边缘之间的整个区域。优选，股1042的组连接到同一电容性储存体。一般地，功率能够从同一电容性储存体馈送到所有股1042，或者，如在一个示例性实施例中那样，8组的3股1042都连接在一起，由2个分开的电容性储存体之一共同馈送。

环形盘形喷嘴体1022围绕其内周与毂1036结合以形成拉伐尔啧嘴1020。喷嘴体1022面向毂1036的表面1024具有膨胀的节中轮廓，限定表面1024和毂1036的面1037之间的环状气联箱(gas plenum)1025。与喷嘴体1022的外周界相邻，表面1024具有收缩到膨胀的轮廓，限定表面1024和毂1036的面1037之间的方位延伸的拉法尔型喷嘴出口1023。

附到毂1036的反面的是阀座环1050，几个阀座1054形成在环1050外面内。阀座1054与通过毂1036形成的气体馈送通道1052对准。

在工作中，中性气体经过阀座1054中的超快喷阀馈送到延伸经过毂1036的气体通道1052。因为喷嘴出口1023的收缩部分，气体趋向于在从喷嘴1020排出之前馈入环形气联箱1025中并充满它。一旦气体从喷嘴1020排出并把它自己分布在冲贿圈1030的线圈绕组1040的表面上，绕组1040就被激励。低电感冲贿圈1030中的超快电流和磁通跃升导致气体内很高的电场，该电场引起击穿、电离和随后形成的等离子体从冲贿圈1030表面向室310的中央的喷射。

在意图一起被点火的所有股1042或股1042的组中，电流跃升优选很好地被同步。有可能的且有利的另一个选择是，在不同时间点火不同组的股。可以故意在参预的不同组的股1042之间建立延迟，以便在不同时间起动不同组的股。在不同时间起动不同组的股时，重要的是，以一种方式把这些股分组，使得布置是方位对称的，并在任何给定功率脉冲为线圈1040表面提供载电流线1042的足够覆盖。脉冲间的延迟受可获得多少中性气体的限制。实际上，有可能隔开5-600微秒激起这样的脉冲。

实践中，输入工作参数优选如下：

充电电电压：约10到25kV分相供电

电流：达到约50kA的总电流通过组合的所有绕组

脉冲/上升时间：达到约2微秒

气体压力：约-20到50psi

气联箱尺寸：每阀约0.5到1cm³，即每次发射(per shot)约4到8cm³总气体体积

在一示例性的实施例中，输入工作参数如下：

充电电电压：12到17kV分相供电，即从-12KV到+12KV

电流：每3股的组为2到4.5kA，即16到36kA的总电流通过组合的所有绕组

脉冲/上升时间：1到1.5微秒

气体压力：约-15到30psi

充气尺寸：每阀0.5到1cm³，即每次发射4到8cm³总气体体积

利用上述参数由这个感应等离子体源1010的操作方法产生的等离子体具有以下有利特性：

密度～4x10¹³cm^-3

温度～10-20eV

环形标度～40-50cm直径

轴向漂移速度～5-10eV

由于源1010的形状和取向，涌出等离子体的形状是环形的，并具有等于要形成的FRC的旋转等离子体环的直径。在本PEG系统中，两个这样的感应等离子体源1010优选放在室310的任一轴向端，并且优选并行点火(fire)。这两个形成的等离子体分布向着室310的中央轴向漂移，在室310的中央，它们形成环形等离子体层，然后等离子体被通量线圈320加速，如上所述。

对FRC中的离子和电子的RF驱动

RF(射频)电流驱动(称为rotomak)已经应对FRC应用，其中电流主要由电子携带。它涉及由两个相控天线产生旋转径向磁场。电子被磁化和冷冻到旋转磁力线上。这保持电流直到离子与电子的库仑碰撞使得离子被加速且电流减小为止。Rotomak虽然不适于无限地保持电流，但对几毫秒，它已是成功的。

在本系统的FRC中，电流主要由在电磁感应加速器轨道上的离子携带，这些离子不会被冷冻到旋转磁力线上。对于稳定性和经典扩散来说，大轨道离子是重要的。代替天线，如在回旋加速器中一样电子和离子由静电波驱动。问题是完全静电的，因为RF频率小于10兆周，以致波长(30米)比任何等离子体的尺寸都长得多。静电场能够比电磁波容易得多地穿过FRC等离子体。

由电极产生的静电波被设计成以接近离子的平均方位速度传播。如果这个波比离子的平均速度快地传播，它将加速它们并因此补偿由于离子-电子碰撞引起的拖曳。然而，电子也被与离于的库仑碰撞加速。在这种情况下，波必须具有比电子平均速度慢的速度，电子将加速波。平均电子速度小于平均离子速度，所以电子必须以两个不同频率驱动。较高的频率将是对离子，并且优选由外部电路供给能量。对于电子，能够以较低频率获得能量。

电极系统

图21A和21B上表示四极RF驱动系统。如所描绘的，RF驱动包括位于室310内并具有4个其间有间隙1114的细长的方位对称电极1112的四极回旋加速器1110。四极回旋加速器1110优选产生以与离子的方位速度相同的方向但以更大的速度旋转的电位波。适当速度的离子能被俘获在这个波中，并被周期地反射。这个过程增加燃料离子的动量和能量，并且这个增加通过碰撞传递到没有被俘获的燃料离子。通过以任何常规的速度注入中性粒子，来自等离子体335的燃料离子可以被替换。

一个可选择的补充的激励电流的方法是用在通量线圈325和四极回旋加速器1110附近安置的附加的磁场线圈1116扩大电极系统，并且以回旋加速器电极1112的频率的一半激励这些线圈。然而，这里提供的以下讨论用于说明电极的唯一型式(没有磁场线圈1116)。

在图21C上说明2个和4个电极配置的电极。

在图21C上示出对于空间r＜r_b中的真空，用所示的施加电压由电极产生的电位。那些表达式是对最低谐波。它们通过用适当边界条件解下述拉普拉斯方程得到。

$(\frac{1}{r}\frac{\&PartialD;}{\&PartialD;r}r\frac{\&PartialD;}{\&PartialD;r}+\frac{1}{r^2}\frac{\&PartialD;}{{\&PartialD;\mathrm{\&theta;}}^2})\mathrm{\&Phi;}(r,\mathrm{\&theta;};t)=0---\left(5\right)$

对于二极回旋加速器，

Φ(r_b，t)＝-V₀ cos ωt，对于0≤θ≤π                (6)

＝V₀ cosωtt，对于π≤θ≤2π

Φ(r，θ，t)是有限的。

由于Φ(r，θ，t)在θ上是以2π为周期的，所以它能展开成傅里叶级数，即

$\mathrm{\&Phi;}(r,\mathrm{\&theta;};t)=\underset{n=-\&infin;}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}{u}_n(r,t)e^{\mathrm{in\&theta;}}---\left(7\right)$

$u_n(r,t)=\frac{1}{2\mathrm{\&pi;}}\underset{0}{\overset{2\mathrm{\&pi;}}{\&Integral;}}{\mathrm{d\&theta;}}^{\&prime;}{e}^{-\mathrm{tn}{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}}\mathrm{\&Phi;}(r,{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;};t)---\left(8\right)$

并且，u_n满足方程

$(\frac{1}{r}\frac{\&PartialD;}{\&PartialD;r}r\frac{\&PartialD;}{\&PartialD;r}+\frac{n^2}{r^2})u_n(r,t)=0---\left(9\right)$

如果n＝2、4...等，则

$u_n(r_o,t)=\frac{V_o\cos \mathrm{\&omega;t}}{\mathrm{in\&pi;}}(e^{-\mathrm{in\&pi;}}-1)=0$

u_n(0，t)＝0

$\mathrm{\&Phi;}(r,\mathrm{\&theta;};t)=\frac{4V_o\cos \mathrm{\&omega;t}}{\mathrm{\&pi;}}\underset{i=1}{\overset{\&infin;}{\mathrm{\&Sigma;}}}\frac{\sin (2l-1)\mathrm{\&theta;}}{2l-1}{\left(\frac{r}{r_b}\right)}^{2l-1}.---\left(10\right)$

最低谐波是

${\mathrm{\&Phi;}}_l(r,\mathrm{\&theta;};t)=\frac{2V_o}{\mathrm{\&pi;}}\frac{r}{r_b}[\sin (\mathrm{\&omega;t}+\mathrm{\&theta;})-\sin (\mathrm{\&omega;t}-\mathrm{\&theta;})]---\left(11\right)$

较高谐波是

${\mathrm{\&Phi;}}_l(r,\mathrm{\&theta;};t)=\frac{2V_o}{\mathrm{\&pi;}}{\left(\frac{r}{r_b}\right)}^{2l-1}\left\{\sin \right[\mathrm{\&omega;t}+(2l-1)\mathrm{\&theta;}]-\sin [\mathrm{\&omega;t}-(2l-1)\mathrm{\&theta;}\left]\right\}---\left(12\right)$

在方位方向上的波速是

所以较高谐波具有较小的相速和幅度。这些评述对图21C上的两种情况都适用。在对于FRC刚性转动体平衡时，频率ω会接近离子的旋转频率ω_i。于是，对于l＝1，对于l＝2，

并且波幅度会低得多；因此，只考虑最低谐波是个好的近似。

等离子体效应

等离子体的响应能用介电张量描述。按照以下电荷守恒方程电场产生等离子体电流，等离子体电流产生电荷分离。

$\&dtri;\&CenterDot;\stackrel{\&RightArrow;}{J}+\frac{\&PartialD;\mathrm{\&rho;}}{\&PartialD;t}=0---\left(13\right)$

其中，

是电流密度，ρ是电荷密度。适当的方程是

$\&dtri;\&CenterDot;\stackrel{\&RightArrow;}{E}=4\mathrm{\&pi;\&rho;}=4\mathrm{\&pi;}\stackrel{\&RightArrow;}{\mathrm{\&chi;}}\&CenterDot;\stackrel{\&RightArrow;}{E}---\left(14\right)$

或者

$\&dtri;\&CenterDot;\stackrel{\&LeftRightArrow;}{\mathrm{\&epsiv;}}\&CenterDot;\stackrel{\&RightArrow;}{E}=-\&dtri;\&CenterDot;\stackrel{\&LeftRightArrow;}{\mathrm{\&epsiv;}}\&CenterDot;\&dtri;\mathrm{\&Phi;}=0$

其中，是介电张量，χ是极化率。如果只包括电子的贡献，张量

是对角的，一个分量为。

${\mathrm{\&epsiv;}}_{\&perp;}=1+\frac{4\mathrm{\&pi;nm}{c}^2}{B^2}---\left(15\right)$

其中，n是密度，B是FRC磁场。n和B随r迅速变化，等离子体内在r＝r₀的面上B＝0。假定电子具有小的回转半径，并且同回转频率Ω₀＝eB/mc比较电场变化很慢，导出ε_⊥的表达式。这个近似在零位面附近不成立。特征轨道从漂移轨道变化到对电场具有小得多的响应的电磁感应加速器轨道，即在r＝r₀的零位面附近

离子主要具有电磁感应加速器轨道，对于漂移轨道，对电场的响应很小，因为电场以速率

变化。

净结果是，拉普拉方程被下面方程代替

$\frac{1}{r}\frac{\&PartialD;}{\&PartialD;r}r\frac{\&PartialD;\mathrm{\&Phi;}}{\&PartialD;r}+\frac{1}{{\mathrm{\&epsiv;}}_{\&perp;}\left(r\right)}\frac{d{\mathrm{\&epsiv;}}_{\&perp;}}{\mathrm{dr}}\frac{\&PartialD;\mathrm{\&Phi;}}{\&PartialD;r}+\frac{1}{r^2}\frac{{\&PartialD;}^2\mathrm{\&Phi;}}{\&PartialD;r^2}=0---\left(16\right)$

必须数值上求解它。在r＝r₀附近附加项消失。对于四极情况，最低谐波的电位具有以下形式

$\mathrm{\&Phi;}=V_o\frac{F\left(r\right)}{2}\sin (2\mathrm{\&theta;}-\mathrm{\&omega;t})---\left(17\right)$

对于二极情况具有类似形式。在与离子(或电子)相反方向上传播的波将被忽略。

由在静电波中俘获的离子引起的加速

我们假定，ω＝2ω_i+Δω，以致波

比离子快一点。对于离子假定标准刚性转动体分布函数

$f_i(\stackrel{\&RightArrow;}{x},\stackrel{\&RightArrow;}{v})={\left(\frac{m_i}{2{\mathrm{\&pi;T}}_i}\right)}^{3/2}{n}_i\left(r\right)\exp \left\{\right[-\frac{m_i}{{2T}_i}[v_r^2+v_z^2+{(v_{\mathrm{\&theta;}}-{\mathrm{r\&omega;}}_i)}^2]\left]\right\}.---\left(18\right)$

关心的减少的分布函数是

$F_i(r,v_{\mathrm{\&theta;}})={\left(\frac{m_i}{2\mathrm{\&pi;}{T}_i}\right)}^{1/2}\exp [-\frac{m_i}{2T_i}{(v_{\mathrm{\&theta;}}-r{\mathrm{\&omega;}}_i)}^2].$

由四极回旋加速器产生的静电波的波速是v_w＝rω/2＝rω_i+Δv_w。如果

$v_{\mathrm{\&theta;}}-v_w<\sqrt{\frac{2e{\mathrm{\&Phi;}}_o}{m_i}.}---\left(19\right)$

则离子运动比波反射快。

这增加波能量，即，

$\frac{{\mathrm{dW}}_{+}}{\mathrm{dt}}=\underset{i=\mathrm{1,2}}{\mathrm{\&Sigma;}}\frac{n_i{m}_i}{\mathrm{\&lambda;}}\underset{v_0=v_w}{\overset{v_0+v_w+\sqrt{\frac{{2\mathrm{c\&Phi;}}_o}{m_i}}}{\&Integral;}}d{v}_{\mathrm{\&theta;}}{F}_i(r,v_{\mathrm{\&theta;}})[\frac{v_{\mathrm{\&theta;}}^2}{2}-\frac{{({2v}_w-v_{\mathrm{\&theta;}})}^2}{2}](v_{\mathrm{\&theta;}}-v_w).---\left(20\right)$

如果 $v_w-v_{\mathrm{\&theta;}}<\sqrt{\frac{2e{\mathrm{\&Phi;}}_o}{m_i}.}$

则离子运动比波反射慢，并且波以以下速率损失能量

$\frac{{\mathrm{dW}}_{-}}{\mathrm{dt}}=\underset{i=\mathrm{1,2}}{\mathrm{\&Sigma;}}\frac{n_i{m}_i}{\mathrm{\&lambda;}}\underset{v_0=v-\sqrt{\frac{{2\mathrm{e\&Phi;}}_o}{m_i}}}{\overset{v_0=v_w}{\&Integral;}}{\mathrm{dv}}_{\mathrm{\&theta;}}{F}_i(r,v_{\mathrm{\&theta;}})[\frac{v_{\mathrm{\&theta;}}^2}{2}-\frac{{({2v}_w-v_{\mathrm{\&theta;}})}^2}{2}](v_w-v_{\mathrm{\&theta;}}).---\left(21\right)$

净结果用变量v′_θ＝v_θ-v_w的变化简化，即，

$\frac{\mathrm{dW}}{\mathrm{dt}}=\frac{{\mathrm{dW}}_{+}}{\mathrm{dt}}-\frac{{\mathrm{dW}}_{-}}{\mathrm{dt}}=\underset{i=\mathrm{1,2}}{\mathrm{\&Sigma;}}\frac{{2n}_i{m}_i{v}_w}{\mathrm{\&lambda;}}\underset{0}{\overset{\sqrt{\frac{{2\mathrm{c\&Phi;}}_o}{m_i}}}{\&Integral;}}{\mathrm{dv}}_{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}{\left(v_{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;}\right)}^2[F_i(v_w+v_{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;})-F_i(v_w-v_{\mathrm{\&theta;}}^{\&prime;})].---\left(22\right)$

近似 $F_i[v_w\&PlusMinus;v_{\mathrm{\&theta;}}]=F_i\left(v_w\right)\&PlusMinus;\frac{\&PartialD;F_i}{\&PartialD;v_{\mathrm{\&theta;}}}{{|}_{v_w}v}_{\mathrm{\&theta;}},---\left(23\right)$

导致

$\frac{\mathrm{dW}}{\mathrm{dt}}=\underset{i=\mathrm{1,2}}{\mathrm{\&Sigma;}}\frac{2n_i{m}_i{v}_w}{\mathrm{\&lambda;}}{\left(\frac{2e{\mathrm{\&Phi;}}_o}{m_i}\right)}^2\frac{\&PartialD;F_i}{\&PartialD;v_{\mathrm{\&theta;}}}{|}_{v_u=v_w}.---\left(24\right)$

这具有与朗道阻尼相类似的形式，但物理上不是相同的，因为朗道阻尼(增长)是线性现象，而这显然是非线性的。

由于

$\frac{\&PartialD;F_i}{\&PartialD;v_{\mathrm{\&theta;}}}{|}_{v_w}={\left(\frac{m_i}{2\mathrm{\&pi;}{T}_i}\right)}^{1/2}\frac{m_i}{T_o}(v_w-r{\mathrm{\&omega;}}_o)\exp [-\frac{m_i}{2T_i}{(v_w-r{\mathrm{\&omega;}}_i)}^2].---\left(25\right)$

如果v_w＝rω_i，波能量没有任何变化。如果w_w＞rω_i或Δv_w＞0，波能量减少；对于Δv_w＜0，波能量增加。这与朗道阻尼的解释类似。在第一种情况Δv_w＞0下，比波走的慢的离子多于比波走的快的离子。因此，波能量减少。在相反情况Δv_w＜0下，波能量增加。前者情况适于用四极回旋加速器保持离子能量和动量。这就是电流驱动。后者情况为转换器提供基础。方程(22)和(23)能用于评估对聚变反应堆条件的适用性。

在

(离子热速度)时，传递到离子的功率是

$P=2\mathrm{\&pi;}\underset{0}{\overset{r_b}{\&Integral;}}\frac{\mathrm{dW}}{\mathrm{dt}}\mathrm{rdr},$

其中，dW/dt由方程(24)和(25)确定。

为简化积分，用Φ₀(r₀)(峰值密度下的值，是波幅度的下限)代替Φ₀(r)。

$P={\left(\frac{2}{\mathrm{\&pi;}}\right)}^{3/2}\underset{i=\mathrm{1,2}}{\mathrm{\&Sigma;}}\left(N_i{T}_i\right){\mathrm{\&omega;}}_i{\left[\frac{2e_i{\mathrm{\&Phi;}}_o\left(r_o\right)}{T_i}\right]}^2---\left(26\right)$

N_i是离子的线密度。i＝1，2适应两种类型的离子，这通常是反应堆中的情况。

F(r)的详细计算表明，波幅度Φ₀(r₀)为最大缝隙电压(2V₀)约10分之一。这将决定这个RF驱动方法的限制。V₀将被能维持的最大缝隙电压(对1cm缝隙可能约10kV)限制。

反应堆要求

对于电流驱动，优选以频率ω_i把功率P_i传递给离子，并且，优选以频率ω_e把功率P_e传递给电子。这将补偿电子和离子之间的库仑相互作用，库仑相互作用减小离子速度和增加电子速度。(没有功率传递的条件下，库仑碰撞会导致电子和离子相同的速度并且无电流)。保持电子和离子平衡的平均电场由下式给出

2πr₀<E_θ>＝IR               (27)

其中，

是电流/单位长度，

$R=\frac{{\left(2\mathrm{\&pi;}{r}_0\right)}^{2}m}{N_e{e}^2}(\frac{N_1{Z}_1{m}_1}{N_e{t}_{1e}}+\frac{N_2{Z}_2{m}_2}{N_e{t}_{2e}})$

是电阻/单位长度。N_e、N₁、N₂是电子和离子的线密度，N_e＝N₁Z₁+N₂Z₂，其中Z₁、Z₂是离子的原子序数；t_1e和t_2e从离子到电子的动量传递时间。平均电场对于离子或电子是相同的，因为对于准中性，

并且电荷是相反的。必须传递到离子的功率是

P_i＝2πr₀I_lθ<E_θ>                (28)

能从电子得到的功率是

P_e＝-|2πr₀I_eθ<E_θ>|                (29)

其中，I_lθ＝N_eeω_i/2π以及I_eθ＝N_eeω_e/2π。

为了用RF驱动补给燃料，燃料可以以由聚变时间t_F1＝1/n₁<σv>₁和t_F2＝1/n₂<σv>₂给定的速率以任何能量更换，n₁和n₂是等离子体离子密度，<σv>是反应率。数量以秒计。注入的中性物质(代替燃烧消失的燃料离子)由于库仑碰撞将在毫秒级时间(对于10¹⁵cm^-3量级的反应堆密度)迅速电离和加速到平均离子速度。然而，这需要对<E₀>的增加和对功率传递的增加，以维持稳定状态。这个增加是

$\mathrm{\&delta;}{<E}_{\mathrm{\&theta;}}>=\frac{V_{\mathrm{i\&theta;}}-V_{\mathrm{b\&theta;}}}{N_c{e}^2}(\frac{N_1{Z}_1{m}_1}{t_{F1}}+\frac{N_2{Z}_2{m}_2}{t_{F2}})---\left(30\right)$

它将增加所需的功率传递到约2倍。

可以为电流驱动和补给燃料提供功率，而不超过10kV/cm的最大缝隙电压幅值。考虑频率将是1-10兆赫兹并且磁场将是100千高斯，不会预料任何击穿。必须为电流驱动和补给燃料而传递的功率对任何电流驱动方法都是相同的。然而，1-10兆赫兹的RF技术已是建立多年的高效技术。使用电极而不是天线的所述方法具有相当大的优点，因为场贯穿的条件比电磁波宽松得多。所以，这个方法具有循环功率及效率的优点。

聚变

有意义地，上述的用于在封闭系统300里面形成FRC的这两个技术或其他同类的技术能够产生具有适于在其中引起核聚变的性能的等离子体。更特别地，能够加速由这些方法形成的FRC到任何要求水平的旋转能量和磁场强度。对于高能燃料束的聚变应用和经典约束来说，这是至关重要的。因此，在约束系统300中，有可能俘获和约束高能等离子体束持续足以引起其聚变反应的时段。

为适应聚变，由这些方法形成的FRC优选通过电磁感应加速器加速被加速到适当水平的旋转能量和磁场强度。然而，对于任何要发生的反应，聚变会需要特定的一组物理条件。此外，为实现燃料的有效烧耗和获得正能量平衡，燃料必须长期保持这个状态基本上不变。这点是重要的，因为高动力学温度和/或能量表征聚变相关状态。因此，这个状态的建立需要相当大的能量输入，仅当大多燃料经受聚变，这才能恢复。结果，燃料约束时间必须比它的燃烧时间长。这就导致了正能量平衡，从而导致净能量输出。

本发明的一个重大的优点是，在这里所述的约束系统和等离子体是能有长的约束时间的，即，超过燃料燃烧时间的约束时间。于是，聚变的典型状态以下述物理条件(它们会根据燃料和工作模式而改变)为特征：

平均离子温度：约30到230keV，优选约80keV到230keV；

平均电子温度：约30到100keV，优选约80到100keV；

燃料束的相干能量(注入离子束和环流等离子体束)：约100keV到3.3MeV，优选约300keV到3.3MeV；

总磁场：约47.5到120kG，优选约95到120kG(外加磁场为约2.5到15kG，优选约5到15kG)；

经典约束时间：大于燃料燃烧时间，优选约10到100秒；

燃料离子密度：约10¹⁴到小于10¹⁶cm^-3，优选约10¹⁴到10¹⁵cm^-3；

总燃料功率：约50到450kW/cm的范围内(每cm室长度的功率)

为适应上面具体说明的聚变状态，FRC优选加速到相干旋转能量的水平，优选为约100keV到3.3MeV，更优选约300keV到3.3MeV，以及磁场强度水平优选为约45到120kG，更优选为90到115kG。在这些水平，高能离子束(如上述被中和和极化)能被注入到FRC中并被俘获以形成等离子体束层，其中，等离子体束离子被磁约束，而等离子体束电子被静电约束。

优选，电子温度保持尽实际可能那样低以减小韧致辐射量，否则，它能导致辐射损耗。本发明的静电能量阱提供实现该目的的有效手段。

离子温度优选保持在提供高效烧耗的水平上，因为聚变截面是离子温度的函数。燃料离子束的高直接能量是提供经典迁移必需的，如在这个应用中所讨论的。它也使不稳定性对燃料等离子体的影响最小。磁场同束旋转能量一致。它部分地由等离子体束(自场)产生，本身又提供保持等离子体束在要求的轨道上的支持和力。

聚变产物

聚变产物主要在零位面86附近在功率芯中产生，通过向向分界面84扩散，它们从那里涌出(见图3和5)。这是由于同电子的碰撞引起的(因为同离子碰撞不改变质心，所以不使它们改变场力线)。因为它们的高动能(聚变产物离子具有比燃料离子高得多的能量)，聚变产物能容易地跨越分界面84。一旦它们超越分界面84，只要它们经历来自离子-离子碰撞的散射，它们就能沿开放场力线80离开。虽然这个碰撞过程不导致扩散，但是它能改变离子速度矢量的方向，使得它与磁场平行指向。这些开放场力线80将芯的FRC拓扑与在FRC拓扑外面提供的均匀外加磁场连接。产物离子在不同场力线上涌出，它们以一能量分布循着这些场线。有利地，产物离子和电荷中和电子以旋转环形束的形式从燃料等离子体的两端涌出。例如，对于50兆瓦的p-B¹¹反应的设计，这些束将具有约50cm的半径和约10cm的厚度。在分界面84外发现的强磁场(一般在100千高斯左右)中，产物离子具有一个有关的回转半径分布，对于最高能的产物离子，该分布从约1cm的最小值到3cm左右的最大值变化。

最初，产物离子具有由1/2M(v_par)²和1/2M(v_perp)²表示的纵向以及旋转的能量。v_perp是与围绕作为轨道中心的场力线的旋转有关的方位速度。由于场力线离开FRC拓扑附近后分散出去，旋转能量会减少，而总量仍旧不变。这是产物离子的磁矩的绝热不变性的结果。在本专业众所周知，在磁场中绕轨道而行的带电粒子具有与它们的运动有关的磁矩。在沿慢变化磁场运动的粒子的情况下，也存在由1/2M(v_perp)²/B描述的运动的绝热不变性。围绕它们的各自磁力线绕轨道而行的产物离子具有磁矩和这样的与它们的运动有关的绝热不变性。由于B减小到1/10(由场力线的分散表明)，由此得出，v_perp同样减小到约1/3.2。于是，到产物离子到达均匀场区时，它们的旋转能量会小于它们的总能量的5％。换言之，几乎所有能量处在纵向分量中。

能量转换

本发明的直接能量转换系统包括如图22A和23A上所示的逆回旋加速器转换器(ICC)420，它与碰撞束聚变反应堆(CBFR)410的功率芯436耦合，组成等离子体发电系统400。第二ICC(未示出)可以对称地放置到CBFR 410的左边。磁会切486位于CBFR 410和ICC 420之间，在CBFR 410和ICC 420磁场交汇时形成。

在详细描述ICC 420及其工作之前，提供典型回旋加速器的评述。在传统的回旋加速器加速器中，具有与磁场垂直的速度的高能离子成环状旋转。高能离子的轨道半径由磁场强度和它们的荷质比决定，并随能量增加。然而，离子的旋转频率与它们的能量无关。这个事实在回旋加速器加速器的设计中已被利用。

参照图24A，传统的回旋加速器加速器700包括两个镜像C形电极710，它组成放置在均匀磁场720中的D形腔，均匀磁场720具有与电极的对称面即页面垂直的场力线。在C形电极(见图21B)之间施加振荡电位。离子I从放置在回旋加速器700中央的源发出。调整磁场720，使得离子的旋转频率匹配电位及有关电场的频率。如果一个离子I在与电场方向相同的方向上越过C形电极710之间的缝隙730，它就被加速。通过加速离子I，它的能量和轨道半径增加。在该离子已行进半圆弧(未经历能量增加)时，它再越过缝隙730。现在C形电极710之间的电场已颠倒了方向。离子I再被加速，而它的能量进一步增加。倘若离子的旋转频率继续匹配振荡电场的频率(见图24C)，这个过程在每次离子越过缝隙730都重复。反之，如果在电场处在相反方向上时粒子越过缝隙730，它将被减速而返回在中央的源。只具有与磁场720垂直的初始速度在振荡电场的合适相位越过缝隙730的粒子才将被加速。因此，合适的相位对加速是重要的。

原则上，回旋加速器能用于从相同高能离子的锐方向性射束提取动能。对质子已经观测到用回旋加速器减速但没有能量提取，如Bloch和Jeffries在“物理评论”，80，305(1950年)中所述。离子能被注入到腔中，使得它们进入到相对于振荡场的减速相位。然后，所有这些离子将使如图24A上所示的加速离子的轨道T反向。当离子由于同电场相互作用慢下来时，它们的动能转换成电路中的振荡电场能量，回旋加速器是该电路的一部分。将实现会以很高效率发生的到电能的直接转换。

实际上，离子束的离子将以所有可能相位进入回旋加速器。除非在回旋加速器设计中补偿变化的相位，否则，一半离子将被加速，另一半将被减速。结果，最大转换效率实际上将是50％。此外，上面讨论的环形聚变产物离子束对于传统的回旋加速器是个不适当的几何形状。

如下面非常详细讨论的，本发明的ICC适应离开聚变反应堆功率芯的FRC的聚变产物束的环形特征，和离子在束内的随机相位以及它们能量的分散。

回到图22A，在左边图示CBFR 410的功率芯436的一部分，其中，等离子体燃料芯435被约束在部分地由于由外部场线圈425施加的磁场形成的FRC 470中。FRC 470包括闭合的场力线482、分界面484和开放场力线480。如上指出的，FRC 470决定聚变产物的环形束437的性能。开放场力线480离开功率芯436向磁会切(cusp)486延伸。如上指出的，聚变产物沿开放场力线480以包含高能离子和电荷中和电子的环形束437的形式从功率芯436涌出。

ICC 420的几何形状像具有约5米的长度的中空的圆柱体一样。优选，4个或更多的带有小的直缝隙497的半圆柱形电极494构成圆柱体面。在工作中，以交变方式把振荡电位加到电极494上。转换器内的电场E具有如在图22B上表示的端面图上表明的四极结构。电场E在对称轴上消失，随半径线性增加；峰值在缝隙497处。

此外，ICC 420包括形成ICC的中空圆柱体几何形状内的均匀磁场的外部场线圈488。因为在与流经CBFR场线圈425的电流的方向相反的方上电流流经ICC场线圈488，所以ICC 420中的场力线496在与CBFR 410的开放场力线480的方向相反的方向上伸展。在离CBFR410的功率芯436的最远端，ICC 420包括离子收集器492。

在CBFR 410和ICC 420之间是对称的磁会切486，在这里，开放场力线480与ICC 420中的场力线496合并。环形电子收集器490安置在磁会切486周围，并与离子收集器492电耦合。如下所述，磁会切486的磁场以高效率将束437的轴向速度转换成旋转速度。图22C说明转换器420内的典型离子轨道422。

CBFR 410具有圆柱对称性。在它的中央是聚变功率芯436，聚变等离子体芯435包含在其中发生聚变反应的FRC 470磁场拓扑中。如指出的，产物原子核和电荷中和电子作为环形束437从燃料等离子体435的两端涌出。例如，对于50兆瓦的p-B¹¹反应的设计，这些束将具有约50cm的半径和约10cm的厚度。环形束具有密度

对于这样的密度，磁会切486把电子和离子分开。电子循着磁力线到电子收集器490，而离子穿过磁会切486，在那里，离子轨迹改变为基本上沿ICC 420长度的螺旋路径。当离子螺旋通过连接到谐振电路(未示出)的电极494时，能量从它们移出。垂直能量的损失对于最初在电极494附近环行的能量最高离子最大，电极494处电场最强。

这些离子带有近似等于初始总能量即

的转动能量到达磁会切486。在离子到达磁会切486时，有离子能量和离子初始半径r₀的分布。然而，初始半径r₀趋向于近似与初始速度v₀成比例。径向磁场和径向束速度产生在方位方向上的洛伦兹力。在会切486处的磁场不改变粒子能量，但把初始轴向速度

转换成剩余轴向速度v_z和方位速度v_⊥，这里，

方位速度v_⊥能从正则动量守恒确定

$P_{\mathrm{\&theta;}}=M{r}_0{v}_{\&perp;}-\frac{q{B}_0{r}_0^2}{2c}=\frac{q{B}_0{r}_0^2}{2c}---\left(31\right)$

在B_z＝B₀、v_z＝v₀、v_⊥＝0以及r＝r₀时，束离子进入会切486的左侧。在r＝r₀、B_z＝-B₀、v_⊥＝qB₀r₀/Mc以及

时，它在会切486的右侧出现

$\frac{v_z}{v_0}=\sqrt{1-{\left(\frac{r_0{\mathrm{\&Omega;}}_0}{v_0}\right)}^2}---\left(32\right)$

其中，

是回旋加速器频率。离子的转动频率为约1-10MHz，优选为约5-10MHz，这是发电发生的频率。

为了离子穿过会切486，有效的离子回转半径必须大于会切486在半径r₀处的宽度。减小轴向速度到1/10，以致剩余轴向能量将减少到1/100，是实验上相当可行的。那么，99％的离子能量将转换成转动能量。离子束具有v₀和r₀值的分布。然而，因为r₀与v₀成比例，如以前由基于FRC的反应堆的性能表明的，转换成转动能量的效率对于所有离子都会是99％。

如在图22B上所描绘的，本发明的ICC 420的对称电极结构优选包括4个电极494。振荡电路(未示出)连接到电极结构494，以致瞬时电压和电场是如所示的。电压和储能电路以ω＝Ω₀的频率振荡。图22B和图25上说明在缝隙497处的方位电场E。图25说明在电极494之间的缝隙497中的电场和离子以角速度Ω₀旋转时它经历的场。明显的是，在一个完整的转动中，粒子将按初始相位决定的次序交替地经历加速和减速。除了方位电场E_θ，也有径向电场E_r。方位电场E_θ在缝隙497最大，并随半径减小而减小。图22假定粒子保持不变半径旋转。因为电场中的梯度，减速将总超过加速。加速阶段使离子半径增加，以致在离子下一次遇到减速电场时离子半径将更大。减速阶段将占优势，而与离子的初始相位无关，因为方位电场E_θ的径向梯度总是正的。因此，能量转换效率不限于由与传统回旋加速器有关的初始相位问题引起的50％。电场E_r也是重要的。它也振荡并在径向方向上产生净效果，这个净效果把束轨迹返回到在与如图22C上的轴垂直的平面上具有零速度的原始半径。

离子总是由其减速的过程与强聚焦原理类似，强聚焦原理是现代加速器的本质特征，如在美国专利No.2736799中所述。如果磁场具有正梯度，正透镜(聚焦)和负透镜(散焦)的组合是正的。图26上说明强聚焦四极双合透镜。第一个透镜在x方向上聚焦，而在y方向上散焦。第二个透镜是类似的，但x和y性能被互换。磁场在对称轴上消失并且具有正径向梯度。对于穿过两个透镜的离子束，净结果是在所有方向上都聚焦，与通过次序无关。

对于穿过包含强轴向磁场和工作在TE₁₁₁模式的谐振腔的束，报导了类似的结果(见Yoshikawa等)。这个装置称为“peniotron”(日本式快波简谐运动微波放大器)。在TE₁₁₁模式下，谐振腔具有驻波，其中电场具有四极对称性。这些结果与这里所述的结果中的一些性质上类似的。存在数量上的差别：谐振腔尺寸大得多(10米长度)并工作在高得多的频率(155MHz)和磁场(10T)。从高频率波提取能量需要硅整流二极管天线。束的能量谱减少了转换效率。两种离子的存在是更严重的问题，但转换效率对产生15MeV质子的D-He³反应堆是足够的。

图22C上说明ICC 420内的一个粒子的单个粒子轨道422。这个结果由计算机模拟获得，并且同样结果也对于peniotron获得。在某个半径r₀进入的离子沿ICC的长度螺旋，并在失去初始转动能量后会聚到具有相同半径r₀的圆上的一点。初始条件是非对称的；最终状态反映这个非对称性，但它与初始相位无关。所以，所有粒子都被减速。在ICC的离子收集器端部的束又是环形的和类似尺寸的。轴向速度会减小到1/10，而密度相应增加。对于单个粒子，99％的提取效率是现实的。然而，各种因素，例如在进入转换器之前的环形束的垂直转动能量，可以减少这个效率约5％。电功率提取会是在约1-10MHz，优选约5-10MHz，为连接到电网而进行的功率调整引起转换效率的额外减小。

如图23A和23B上所示，可选择的ICC 420中的电极结构494的实施例可以包括两个对称的半圆形电极和/或朝着离子收集器变细的锥形电极494。

对在ICC 420的主磁场里面的离子动力学的调整，可以利用两个辅助线圈组500和510完成，如图27A和24B所示。这两个线圈组500和510都包含相邻的带有相反方向电流的导体，所以磁场具有小范围。如图27A上示意性示出的，磁场梯度将改变离子转动频率和相位。如图27B上示意性示出的，多极磁场将产生聚束，如在直线加速器中的一样。

反应堆

图28说明100兆瓦反应堆。切开的发电机示出了聚变功率芯区，其具有施加均匀磁场的超导线圈和用于形成具有场反向拓扑的磁场的通量线圈。邻近聚变功率芯区的相对端的是用于将聚变产物的动能直接转换为电能的ICC能量转换器。图29上说明这样反应堆的支持设备。

推进系统

太阳系(及以外)的勘探需要远超过可利用的最好的化学或电推进系统的推进能力。对于先进的推进应用，本发明有最大的希望：设计简单性、高推力、高比冲量、高比功率密度、低系统质量以及几乎不产生放射性的燃料。

按照本发明的等离子体推力推进系统，利用当聚变产物从聚变等离子体芯轴向排出时蕴藏在其中的高动能。图30和31示意性示出了系统800。该系统包括如上所述的FRC功率芯836碰撞束聚变反应堆，其中包括聚变燃料芯835。该反应堆还包括磁场发生器825、电流线圈(未示出)和离子束注入器840。如上所述的ICC直接能量转换器820与功率芯836的一端耦合，并拦截近似一半的聚变产物粒子，这些粒子从功率芯836的两端以环形束837的形式涌出。如上所述，ICC 820通过逆回旋加速器过程把它们减速，并把它们的动能转换成电能。磁喷嘴850相邻于功率芯836的另一端安置，并把剩余聚变产物粒子作为推力T引导到空间中。聚变产物的环形束837从聚变功率芯836的一端沿场力线837流到ICC 820中以进行能量转换，并从功率芯836的另一端沿场力线837流出喷嘴850以用于推力T。

通过热电能量转换器(TEC)870把韧致辐射转换成电能。没有被TEC 870转换的韧致辐射能量传递到Brayton循环热力发动机880。废热排放到空间中。功率控制子系统(810，见图32)监测所有源以及电和热能的接收器(sink)，以便维持系统处于稳定状态下运转和提供一个独立的能源(即燃料电池、电池等)，以便从非运转状态起动空间飞船和推进系统的运转。由于聚变产物是带电α粒子，所以系统不需要使用厚重的辐射和中子屏蔽，因而特征在于与其他核空间推进系统相比，显著减小了系统质量。

对于具有如图31上描绘的设计的100MW p-B¹¹聚变芯例子，等离子体推力推进系统800的性能以下述的动力学参数为特征：

比冲量I_sp                                1.4×10⁶s

推力功率P_T                               50.8MW

推力功率/总输出功率P_T/P₀                 0.51

推力T                                    28.1N

推力/总输出功率T/P₀                      281mN/MW

系统800呈现很高的比冲量，它为利用等离子体推力推进系统的空间飞船的高的最终速度创造条件。

对所有空间飞行器的关键任务性能/限制度量是系统质量。在图31和32上说明等离子体推力推进系统800中的主要质量部件。为了稳态运转，聚变芯835需要大约50MW的注入功率。系统产生大约77MW的核(粒子)功率，它的一半在直接能量转换器820中以高达90％的效率被回收。因此，需要额外的11.5MW来维持反应堆，这个功率由TEC 870和Brayton热力发动机880供给。

等离子体推力器推进系统880中的主要热源是由韧致辐射引起的。TEC 870回收大约20％的辐射，即4.6MW，传递大约18.2MW到闭循环Brayton热力发动机880。Brayton热力发动机880包括换热器860、涡轮发电器、压缩机882和散热器886，如图31上所示。Brayton发动机880供应维持反应堆需要的剩余7MW的功率，另外11MW借助散热器直接排放到空间中。

闭循环Brayton热力发动机是转换由TEC 870排出的过剩热量的成熟而有效选择。在Brayton发动机中，最大循环的温度受材料考虑制约，它限制最大热动力循环效率。根据Brayton发动机的标准性能图，能提取若干设计点。典型的效率能达到高达60％。对于目前情况，需要7MW被回收，因此，仅40％的转换废热的效率才是可接受的，该效率在当前可获得的传统Brayton发动机的极限以内。

根据先进的工业技术的典型比质量参数，即在3kg/kWe的范围内，计算整个Brayton发动机的部件质量(扣除散热器)。涡轮机器(包括压缩机、动力涡轮机和换热器)合在一起18MT的总子系统质量。

散热器质量估计为6MT，优选使用具有目前工艺水平高导热率的热管板。

重要的系统重量也来自约束等离子体芯835的磁体825。超导磁线圈825优选由Nb3Sn制成，其稳定地工作在4.5K和12.5-13.5T的磁场。Nb3Sn对低温的要求比所考虑的其他材料较不严格。在7特斯拉的磁场要求和大约7.5米的装置长度的情况下，线圈需要1500匝的载56kA电流的导线。使用0.5cm半径导线，该线圈的总质量是约3097kg。液氦冷却系统由两个泵组成，在主线圈的一端有一个。这些泵的总质量大约60Kg。外部结构壳从外部支承磁体和所有内部部件。它由0.01米厚kevlar/碳-碳复合材料制成，总质量约772kg。最外层是屏蔽内部免受空间中的温度变化的绝缘罩，估计在643kg。所以，对于磁体子系统825，总质量约4.8MT。

目前，对于空间应用最合适的离子注入系统是感应直线加速器或RFQ。大约15年前，RFQ飞在科学探测火箭上，并成功地演示了高压功率的使用和离子束到空间中的注入。在一个优选实施例中，6个注入器840沿CBFR的长度分布，每种离子3个。每个注入器840优选是30波束泄出(beamlet)RFQ，具有0.3米长和0.020米半径的总尺寸。每个注入器都需要离子源，优选是0.02米长和0.020米半径，供应电离的氢或硼。每个加速器需要一个源。注入器和源都是相当在当前可获得的范围内，在空间设计改进的情况下，它们的总质量(包括源和加速器)应当约60kg。

圆锥形ICC直接能量转换器820位于反应堆836的一端，它优选由不锈钢制成。有0.5米的底座半径和2米的长度，ICC质量大约1690kg。RF电源820(逆变器/转换器)回收(recover)定向的离子流，把它转换成电功率。该电源质量约30kg。蓄电池812用于起动/重起动CBFR。蓄电容量约30MJ。它的质量约500kg。或者，也能使用燃料电池。附加的控制装置使所有部件的协同工作。该控制子系统质量估计为30kg。所以，总能量转换器/起动器子系统质量估计在约2.25MT。

磁喷嘴850位于聚变芯835的另一端。喷嘴850将聚变产物流聚焦为定向的粒子流。估计磁喷嘴和ICC的质量大约相等，因为两个都由超导磁体和相对低质量结构部件组成。

TEC 870从聚变芯的电磁发射回收能量。它优选是由0.02cm厚的硼-碳/硅-锗制成的薄膜结构，它具有约5g/cm³的质量密度。TEC 870位于第一壁处，优选完全衬在反应堆芯的内表面。TEC 870的质量估计在约400kg。到TEC 870上的辐射流量是1.2MW/cm²，它的峰值工作温度假定为小于1800°K。

于是，总等离子体推力器推进系统质量估计在约33MT。这限定对于目前讨论的100MW装置的其余关键任务(mission-critical)参数：

总质量/总功率M_T/P₀                0.33x10^-3 kg/W

推力/质量T/M_T                     0.85x10^-3 N/kg

虽然本发明容许各种修改和替换形式，但它的具体例子已在附图上表示和在这里详细描述了。然而，应该明白，本发明不限于披露的特定形式，而正相反，本发明涵盖在所附权利要求书的精神和范围内的所有修改、相当内容和替换。

Claims (20)

1.一种在场反向配置(FRC)磁场中驱动等离子体离子和电子的系统，包括

具有主轴的室(310)，

特征在于该系统还包括：

第一磁场发生器(325)，用于在该室的中央区内产生具有基本上平行于室主轴的通量的方位对称磁场；以及

耦合到该室的中央区的RF驱动系统(1110)；

其中所述RF驱动系统包括位于室内的四极回旋加速器，所述四极回旋加速器产生以与离子的方位速度相同的方向但以更大的速度旋转的电位波。

2.权利要求1的系统，进一步包括与所述室的主轴同中心的电流线圈，用于在所述室中产生方位电场。

3.权利要求1的系统，其中四极回旋加速器包括形成圆柱形表面的四个半圆柱形电极(1112)。

4.权利要求1的系统，其中RF驱动系统包括相邻于所述室的周界轴向延伸的调制场线圈(1116)。

5.权利要求1的系统，还包括所述室内的功率转换系统(420)。

6.权利要求5的系统，其中功率转换系统包括在所述室的第一端部区域形成圆柱形表面的多个半圆柱形电极(494)。

7.权利要求6的系统，其中多个半圆柱形电极包括多于两个电极，它们成间隔开的关系并在相邻电极之间形成缝隙。

8.权利要求7的系统，还包括：

第二磁场发生器(488)，用于在所述室的第一端部区域内产生具有基本上平行于室主轴的通量的方位对称磁场；

电子收集器(490)，插入在第一磁场发生器和第二磁场发生器之间并相邻于所述多个电极的第一端；以及

离子收集器(492)，相邻于所述多个电极的第二端安置。

9.权利要求8的系统，还包括：

第二多个半圆柱形电极，在所述室的第二端部区域形成圆柱形表面，其中该第二多个半圆柱形电极包括多于两个电极，它们成间隔开的关系并在相邻电极之间形成缝隙；

第三磁场发生器，用于在所述室的第一端部区域内产生具有基本上平行于室主轴的通量的方位对称磁场；

第二电子收集器，插入在第一磁场发生器和第三磁场发生器之间并相邻于该第二多个电极的第一端；以及

第二离子收集器，相邻于该第二多个电极的第二端安置。

10.权利要求9的系统，还包括与所述室耦合的离子束注入器(340)。

11.权利要求10的系统，其中离子束注入器包括用于中和从注入器发射的离子束的电荷的装置。

12.权利要求1的系统，其中所述RF驱动系统(1110)包括形成圆柱形表面的四个细长电极(1112)。

13.一种驱动FRC中的离子和电子的方法，包括以下步骤：

产生FRC，特征在于围绕在室内轴向延伸的离子和电子的旋转等离子体束产生所述FRC；以及

产生电位波，该电位波以与转动等离子体束中的离子的方位速度相同的方向旋转。

14.权利要求13的方法，其中产生电位波的步骤包括：激励形成圆柱形表面的多个细长电极(1112)。

15.权利要求14的方法，其中该多个细长电极形成细长的回旋加速器。

16.权利要求15的方法，其中该回旋加速器是四极回旋加速器。

17.权利要求15的方法，其中该回旋加速器是二极回旋加速器。

18.权利要求13的方法，还包括把中性离子注入到所述波中的步骤。

19.权利要求14的方法，还包括把注入的中性离子俘获在所述波中的步骤。

20.权利要求19的方法，还包括增加俘获离子的动量和能量的步骤。

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