CN1060920A - 增强氘聚变/衰变率的方法 - Google Patents

Abstract

在此揭示的是形成有质玻色的冷等离子体的方 法。当高离能玻色子的强脉冲撞击时，该冷等离子体 便具有高的衰变/聚变率。

Description

将激光束射向固体氘并以非常低的衰变率获得某种反应，这在已有技术中是熟知的。本发明通过控制氘的密度和温度、通过控制激光脉冲的发生和功率，达到一个非常大且功率很强的衰变率。

在强耦合等离子体理论中众所周知的是，由于电子的屏蔽作用，相当大地减小了正离子间的库仑势垒。关于这一点，在下述文献中已有讨论：“带电粒子的统计物理入门”S.Ichimaru著;“等离子体物理”，Binjamin/Cummings（1986）193页;“强耦合等离子体物理”，F.J.Rogers和Hugh E.Dewitt著，1987全体会议及其会议文献。离子间的核聚变被一个指数因子A＝exp（1.25Γp）大大增强，其中Γp＝P.E./K.E.＝e²/aT是等离子体的耦合，a和T分别是离子间的距离和离子的温度。强耦合的极限Γp→∞当T→0时是相干的。在天体物理的条件下，恒星内部核反应大大增强。例如，温度T＝10⁸°K和密度为10⁹克/厘米³的碳等离子体，其增强因子A为3×10⁸⁰。因此，这里有一个间接证据，就是核聚变的增强是在热强耦合等离子体内发生的。

这里揭示了一种在冷等离子体中形成强耦合有质相干玻色子（B）的方法，该方法是通过将有质玻色子（B）至少冷却到室温，并随即以短的高强度脉冲照射，但这种照射应不致使等离子体变成热的，不致形成强耦合相干玻色子束。所述玻色子（b）的能量大于有质玻色子（B）的电离能量。

近来，关于高能散射过程中相干介子的研究已在下述文献中得到很好的讨论：C.S.Lam和S.Y.Lo，物理学评论通讯52，1184（1984）;出处同上，物理学评论D33，1336（1986）;国际现代物理学杂志Ⅵ，451（1986）（以上列出作为参考）;这里有一些经验数据，如在S.Y.Lo和H.Schreiker，物理学通讯B171，475（1986）;S.Y.Lo，物理学通讯186，416（1987）中所揭示的（与那些文章中前面的参考文献一起在此列出作为对这种相干介子的参考文献）。相干介子只能在显微镜下小量生成，因此没有实际应用。与激光类似，事实证明，稳定的带电核子、如α-粒子和氘核能够通过诱发散射使其变为相干的，正如在我的国际专利申请PCT/AU86/00212中所讨论的那样（在此列出作为参考）。然而，带电的核子与光子很不一样，它们不是中性的，并且强烈地相互作用。鉴于光子能在像玻璃和空气这样的介质中无阻碍地传播，因此能够通过每一次添加一个光子以一种渐进的方式使其相干，那么，带电核子将与任何介质强烈地相互作用。因此，如果我们希望以一种渐进的方式产生强耦合的或极限相干带电核子，像在激光管中产生相干光子那样，就会有更大的困难。最好能找到一种方法，利用它能够以一种瞬时方式相干地产生带电核子，以使得这些核子不需要在任何介质中传播。这种瞬时方式事实上是可能的。

A）氘原子的电离-概述

根据一种简单的推论，人们大概期望用无限的耦合无限地增强等离子体的核聚变。蒙特·卡罗（Monte carlo）显计算表明，指数增强因子至少对于Γp≤160是有效的。对于Γ₀＝10^-70秒的聚变率、对于以0.72°A相隔的两个氘核、当Γ_S＝161时，将增到Γ＝1/秒。为了讨论问题，我们用161这个值作为计算附加量子效应的最低值。如果无限耦合的极限从低温一侧接近（当T→0时，Γ_S→∞），那么由于当温度趋近于零时（T→0），离子1/T的康普顿波长λ_C变成无限大，这里另外还有量子效应要考虑。当λ_C→∞时，离子变成相干的。这与液态氦变成超流体氦相仿，后者在低温下是相干的。液态氦在T＝2.17°K时变成超流体。所以我们不能指望T＝0或无限耦合的情况下，得到现实中的相干氦核。根据以上的理论讨论，保持在T→0时的理想化极限Γ_P→∞恐怕是合宜的。涉及相干波色子相互作用的计算已经在有关高能散射中的相干介子论文中进行了很好的研究，以上在前面引证的参考文献52，1184（1984）物理学评论中讨论过。

让我们考虑用一个高能光子（γ）使一个氘原子（D）电离成一个氘核（d）和一个电子（e）的简单过程：

式中，K、P、q、P′分别是粒子γ、D、e、d的动量。对电离过程有效的哈米尔顿（Hamiltoniam）互相作用由下式给出：

Hi＝g∫d³×（AΨ_DΨ_eΨ_d+h.c.） （2）

式中，Ψ_D、Ψ_e、Φ_d、A分别是氘（D）、电子（e）、氘核（d）和光子的量子场。所有的自旋被忽略不计。有效耦合（g）可以从电离截面中估算出：

σ_i＝g²μ（v_γv_D/v_ev_d）^1/4（2μ（ω+ /2m-ξ））^1/2/2πω （3）

式中μ、m是电子和氘核的质量，W是光子的能量，ε_D是氘原子的电离能量。四种不同粒子γ、D、e、d的标准体积V_{γ、D、e、d}由实验条件给定。当将氘原子放入一块固体氘时，由于有限的温度而存在动量（P）的分布。为产生关系式（1）的过程，跃迁率必须平均超过氘原子的初始动量分布。

式中，δ（△E）是具有△E的狄拉克（Dirac）δ-函数，它等于初始状态和最终状态的能量差。这个δ-函数确保能量守恒。

假定分布（N（P））是麦克斯韦式的：

N（p）＝（2π）³/V_D（2πm K₈T）^3/2e^-p/2mkB^T（5）

式中，K₈是波尔茨曼常数，T是温度。那么，平均率是：

式中，P₀和P₁是动量的极限值，是初始氘D（P）从能量-动量守恒中可能获得的、以便产生氘核P′的相同的最终动量的极限值。

我们感兴趣的是产生量子状态相同的全部氘核，除了以1/η给出的所有可能的终态：

式中，τ是在散射过程中相互作用的特征时间。公式（1）发生的概率是：

P₁＝1/4W₁τ （9）

让我们设想用n个相干光子在低温下的固体中同时使n个氘原子电离，就如同在激光束中那样：

随之产生具有相同动量P′的n个相干氘核。氘原子D（P₁）的动量分布为P₁……P_n。产生的电子e具有不同的动量分布q₁……q_n。它的跃迁率可以通过n阶扰动理论来计算，如在前面列举的物理学评论通讯52，1184（1984）和33，1336（1986）中所讨论的（在此引入作为参考）。

式中，W_n上的一横杠表明它是一个高于氘的初始动量分布的平均值（由于有限有温度）。然后计算它的值并得出：

这个表达式有明显的物理含义。对于每一种相干玻色子，我们有一个 因子，因为：

a_k…a_k｜n（k）＞＝n！｜o＞ （13）

式中，a_k是具有动量K的玻色子的质烟算子。因此，我们期望离子的量子相干效应能大大增强核聚变率。

在正常的S-矩阵散射中，取时间τ和标准体积V为无限大τ→∞、V→∞。为了使激光器工作，必须计算可得到的最终状态数。需要一个用激光体积绘出的有限的标准体积。在散射过程中产生相干玻色子的场合，如这里设想的那样，还进一步需要使用一个由相互作用时间给定的有限时间间隔τ，用以产生有限的最终状态数。这里我们用τ＝2πδ（O）＝1μm。

这里有两种n个相干玻色子：光子和公式（10）中的氘核。附加的n！是从哈米尔顿函数对易式的玻色子特性得出的。这里有几个基本过程，有γ_D→d⁺e在进行，因此，概率与Pⁿ1成正比，或跃迁率与P₁ ^n-1W₁成正比。Q_n是从最终状态的电子费米性质得出的。Q_n的表达式可以大大简化，并得出：

如果满足下列条件：

nη′＜1  （15）

同时，

公式（16）的物理含义是，电子可以占有1/η′个状态，但由于费米统计法，这个数不能被电子数n超过。跃迁率的平均值W可以改写为：

W_n=Zⁿ W₁(17）

式中的Z大致给出如下：

Z=(n³/e³)p₁e^-knη1（18）

对n！＝（n/e）ⁿ使用了一个斯特令公式。指数衰减因子是来自这样一个事实，即，两个费米子不能占据同一个最终状态。瞬时产生n个强耦合的或极限相干氘核的临界条件决定了不等式：

Z＞1  （19）

当Z＜1时，使n个氘变为n个相干氘核的跃迁率非常小，因为n是一个大数n（＞10¹⁰），而Zⁿ实在很小。另一方面，如果Z＞1，使n个氘变为n个强耦合的或极限相干氘核的跃迁率将变得非常大，可以被认为是瞬时产生的。初始条件Z＝1与发生在冷凝物质相变中的相仿。

B）把一个氘原子电离成α和γ粒子以达到高衰变率Γ

从上面分式（13）可发现，对每一个含有相干的或强耦合的玻色子的反应过程来说，其概率以n！倍数增长。一原子之距的两个氘核，其聚变率很小，只有10^-70/秒。但是，如果有n＝200个相干氘核，那么其聚变率就会至少以（200/e）²⁰⁰-10³⁷⁰倍增长。这相当于200个相干氘核的瞬时聚变或衰变，并伴随释放核聚变能。一般来说，氘核核聚变的强化是通过增加密度、或者用高温和约束方法减小氘核距离来实现的。但是，很明显，强耦合的或极限相干氘核被首先产生出来的话，则核聚变的强化就更容易了。强耦合的或极限相干氘核能够在正常低温下顺利产生，不需要通常与聚变研究相联系的高温。两个氘核的一般聚变与相干氘核的衰变，其最终产物在性质上存在一些不同。两个氘核以以下方式聚变

d⁺+d⁺→³He+N+3.25MeV （20）

→t+p+4MeV  （21）

→γ+α+23.6MeV  （22）

式中，α＝alpha粒子，γ＝gamma粒子，p＝介子，N＝中子，t＝氘。一般来说，（20）和（21）各支配聚变过程的50%，而聚变衰变成α和γ则是一个电磁过程，并以1/137减弱。已有技术中已知，不稳定的核衰变成三种形式中的一种。这三种形式是α、β、γ。α显然是一种强反应。β和γ含有强反应和电磁反应。然而，α和γ都是玻色子，能够相干，衰变产物中每个相干玻色子都有附加因子n！。因此，相干氘核的主要衰变模式是（22）而不是（20）和（21）。也就是说，如果有质玻色子的密度足够高，如果在低温下的高能脉冲，比如说光子，通过轰击使这些玻色子变成相干的或强耦合的，那么反应（22）就更可能发生。（20）的衰变产物由奇数核子组成，都是费米子。

上述（1）、（2）中展开的形式是从（20）、（21）、（22）的唯象哈米尔顿函数中得出如下：

其中，Φ是玻色子量子场，ψ是费米子量子场，指数表示特殊粒子。g＝耦合因子，X＝积分变量，A＝光子，h.c.＝厄米共轭。所有自旋都被再次忽略。这些公式与前述（2）的本质相同，术语稍有不同。

C）通过与（22）比较来看方程式（20）的衰变率

现在用扰动理论通过（23）计算（22）。对于两个相干氘核的衰变：

O＝零动量

q＝α动量

K＝γ动量

衰变率是

${\mathrm{\Γ}}_1\left(d\right)={g^2}_1\frac{2m}{\mathrm{nV}}(1-\sqrt{\frac{m}{m+E_a}})\left(27\right)$

式中，V是氘核的标准体积，m是氘核的核子质量，E_α是与氘核有关的α的结合能（＝2m_d-m_a）。（注意：当使用氘核时，任何有质玻色子都适用）。

强耦合的或极限相干氘核2n衰变成α和γ，公式是：

衰变率是：

式中的特征时间τ是2πδ（O），1/η_α＝终态的量子状态数＝

（2n）！来自2n个相干氘核，（n！）²来自两个相干玻色子α和γ，而因子η是终态的α和γ在所有有效相位空间中只能进入一种量子状态以便于相干的必要条件。V_α、V_γ是相关粒子的标准体积。

有两种情况取决于nη_α值：

a）nη_α＞＞1。其物理意义是，在最终状态的粒子数远远多于量子状态数，这样就使玻色子的相干现象容易发生。相干氘核主要衰变成相干α和相干γ射线。衰变率与（n！）²（2n）！成正比。

b）nη_α＜＜1。终态粒了数远远少于量子状态数。在终态的所有粒子有不同的动量，并且是不相干的。衰变率与（n！）（2n）！成正比，比上述情况少一个（n！）因子。

与过程（20）中相似，两个相干氘核衰变成³He和中子的衰变率是：

${\mathrm{\Γ}}_1\left(3\mathrm{He}\right)={g^2}_3(3m/8\mathrm{\πV})\sqrt{3m{E}_3}\left(31\right)$

式中，g²3可以从两个氘核的散射截面获得。

截面σ由下式给出：

式中，

是两个散射氘核中心质量的动量，E₃是³He或与两个氘核（2m_d-mHe）相关的氚的结合能。也就是说，E₃＝2md-m（³He）-m（N）₀He）-m（N）。相干氘核衰变成氦和中子的衰变率：

由下式给出：

Γ_n(³He)=1/2(n!)(2n)!(1/8Γ₁(³He)_T)^n-1Γ₁(³He)Q （35）

Q=(1-η₃))1-2η₃)…(1-(n-1)η₃)θ(1-(n-1)η₃) （36）

$1_{\mathrm{i\η}3}=\sqrt{V_3{V}_N}/16\mathrm{\πT}3m\sqrt{3m{E}_3}\left(37\right)$

式中，（2n）！来自初始氘核的相干特性，还有一个附加的n！，这是由于哈密尔顿函数H₃到n次阶的转换性质。³He和中子的费米统计资料规定所有最后粒子都不能处于同一状态。当用因数（1-η₃）对第一附加费米对和用（1-2η₃）对第二附加费米对（对于（n-1）对而言）进行折算时，显出空间相位的减小。第一对的相位空间没有缩小。1/η₃仍然是终态的量子状态数。

比较（29）和（35）后得知，Γ_n（α）至少要大一个（n！）。只用g₂代替g₃，E_t代替E₃，换掉与2d（2m_d-m_t）相关的结合能，其它费米衰变模式2d⁺→t+p就与（17）相仿。与玻色子衰变模式（29）比较，费米子衰变模式（35）的不同之处在于（1+iη）中的正号变成了（1-iη）中的负号，这在与费米子和玻色子有关的很多统计学因素中是很典型的。

对于在终态（nn_α＜＜1）的非相干粒子，显而易见，相干氘核的费米子衰变模式处于支配地位，这恰好由于通常的费米子衰变模式占优势，Γ₁（³He）＞＞Γ₁（α）。要求出由于初始氘核的相干造成的强化因子，有一点需要注意，就是特征时间τ等于4/Γ_T，Γ_T是总衰变宽度，

Γ_T=Γ_n(a)+Γ_n(³He)+Γ_n(t)≈2Γ_n(³He) （39）

而后，等式（35）可简化为：

Γ_n（³He）＝n³/e₃Γ₁（³He） （40）

斯特令公式n！

（n/e）ⁿ用来简化因数n！。倍增因数近似于或高于来自传统强耦合等离子体中屏蔽效应的倍增因数n³。它基本来自于相干粒子的量子统计特性。n＝10¹²，Γ₁＝1/秒，Γ_n变为10³⁴/秒时，聚变能就会立即释放。

如果强耦合的或极限干相氘核的衰变是发生在物质媒介中，而不是发生在真空。那么，显而易见，在（23）和（34）中光子γ就能被其它物质波，比如声子代替。而且，相干α粒子能够聚变并随之释放附加能量而变成相干⁸Be，⁸Be继续衰变直至形成稳定的原子核。事实上，从这种强耦合的或极限相干玻色子的级联衰变中，我们得到了更多的核能。

D）防止误解的说明

回到公式（10），通过入射强光子或相干光子，或相干氦原子，或有质相干玻色子，氘可能产生相干带电玻色子（nd⁺），d⁺是电离氘核，它会衰变产生核能。相干光子（或氦）与氘碰撞，事实上是可能的。这种碰撞只产生以Γ＞＞180耦合的氘核离子的强耦合冷等离子体。这些强耦合氘核要经受聚变，正如我在列举的参考文献（USSN）421601中所讨论的那样。

另外，相干氦束与氘的碰撞（USSN169648和231193，这里作为参考）会通过公式（10）的机理和公式

nHe（P）+D（K）→He（P′1）+……He（P′n）+D（K′）  （41）

产生核聚变。

在这种情况下，氘原子通过n个相干氦原子的碰撞，从动量K+K′中得到加速。高能氘原子会发生正常的聚变。

通过相干氦在低温下散射掉固态氘产生相干氘核是可能的。这种情况的发生是通过用相干氦代替等式（10）中的光子来实现。

nHe（K）+D（P₁）+……D（P_n）→nd⁺（P′）+

e^-（q₁）+……e^-（q）+nHe（K′） （42）

氦He（K）需有的能量K₀至少比氘原子的结合能E₈/n大得多：

K₀＞E₈/n 当E₈＝13.6eV时 （43）

这样，氦才能电离氘原子。

高能相干氢原子在美国专利申请112842（12.10.87）中讨论过，在国际申请PCT/AU/00411（20.10.88）中也讨论过。

根据本发明，还有另一个可能的过程，它涉及相干光散射掉结晶状的氘核等离子体。

如在美国专利103631（1.10.87）和国际申请PCT/AU88/00383（30.9.88）（在此引证作为参考）中讨论的那样，产生一个非常冷的氘核d⁺等离子体和电子等离子体是可能的。如果是足够冷的话，等离子体耦合Γ_P由下式确定：

Γ_P＝ (势能)/(动能) ＝ (α)/(aT) （44）

E₈～ (α)/(a) ～2×10^-3eV 对a＝1μm （45）

～2×10^-2eV 对a＝0.1μm （46）

式中，α＝1/137是精细结构常数;a是等离子体中氘核之间的平均距离;T是温度;

Γ_P＞180 （47）

我们将要有一个有结晶结构的强耦合等离子体。固态结晶等离子体与固态氘之间的区别是：

（ⅰ）结晶等离子体中氘核间的距离对于密度n＝10¹²/厘米³时，比a＝1μm大得多;对于密度n＝10¹⁵/厘米³时，比a＝0.1μm大得多。对于固态氘来说，氘核间的距离是原子般大小a＝10^-6厘米。

（ⅱ）冷等离子体中的电子是自由的，并且能达到较高温度，而固态氘中的电子则束缚在单个核上。

（ⅲ）结晶等离子体的结合能存在于来自电子的带中和本底的正电核的氘核之间，且要小得多。

上述公式（46）中的值比一个氘原子中电子的结合能值低得多。因此，用低能光子击出结晶格中的氘核，使之成为自由氘核是可能的。因为，如果氘原子处于强耦合等离子体中，其E₈比原子在固体中要低：

nγ（K）+d（P₁）+…d（P_n）+（d（P_n+1）+…d（P_n+1）｝

→nd（P′）+｛d（P′_n+1）…d（P′_n+1）｝^-

（当K₀＞E₈时） （48）

波形括号（d）表示存在于等离子体晶格中的氘核，并且以某种分布动量反冲，使总的能动量在反应式（48）中守恒。

化式（48）的优点是，产生K₀-1eV的激光器很普通，因此容易找到，而公式（10）中的相干光要求K₀＞13.6eV，这种能量激光器很难得到。

以上我们用带电氘核作为例子。不必改变过程，用任何其它原子核或是玻色子的电离原子代替d⁺是可能的。如果它们是原子核玻色子，如果用与前述类似过程使它们变成强耦合的或极限相干的，那么它们也会衰变（或聚变）产生聚变能。而且，相干光子（10）能被一个很强但很短的光子脉冲代替，这个光子脉冲来自一种同步加速辐射。这些非相干光子不会产生相干氘核，但会产生能够聚变/衰变的强耦合氘核来释放核能。会在紫外线区发出同步加速辐射，即E＞13.6eV的具有电子能2至7GeV的同步加速器的最新结构使之成为可能。光脉冲持续时间必须很短，以使聚变率比氘核和电子（d⁺+e→D+γ）间的复合率要大。

E）、理论总结

氘核束的电磁衰变由于下列原因尤其明显：

a）在所有的衰变中，互相作用的电磁衰变（22）释放出的能量最大。因为氦核γ或⁴He比³He或氚t约束得更紧，在电磁衰变中转变成最终衰变产物的动能的能量比强衰变（20）中的能量要多。⁴He+γ衰变比t+H或³He+n衰变多释放6至8部的能量（这里t＝氚，n＝中子）。

b）电磁衰变产物包括一个光子和He，没有中子。中子在强衰变中被释放。由于中子穿过物质的穿透力很强，提供足够的屏蔽保护很困难，而这些在核能装置中的应用会使核能更昂贵，更复杂。相反，电磁衰变中释放的能量，主要赋于高能相干γ射线，其余赋予正电粒子⁴He。高能γ射线能够很容易地被导引极板转换成电子簇射。

光子的能量由下式给出

α粒子（氦核）只带走全部能量的0.3%

c）相干氘核和电磁衰变是氦核（或α）和23.5Mev相干高能r射线的源。而23.5MeVr射线激光器对量子光学研究人员尤其有用。如果入射光由相干玻色子，比如相干He构成，上述研究仍然成立。如果光子γ被有质玻色子代替，上述情况仍然适用。

本发明涉及一种方法和装置，其中运用了强耦合的或极限相干玻色子，诸如强耦合的或极限相干氘核的衰变。

我们对（20）至（22）所有衰变模式感兴趣。特别是反应式（22），该式可广义地看作A+A→B+γ+E，这里A含有相干玻色子，B表示A的聚变生成物，γ表示一个或多个光子，E是释放的能量。

本发明也提供了实现发明的装置，包括产生强耦合的或相干玻色子的装置，以及使强耦合的核子经受强衰变和电磁衰变以产生能量的装置。

下面通过实例结合附图对本发明作进一步描述。

图1为依据发明制造的装置的截面图。

图2表示了满足温度为T＝2°至10°K的临界跃迁Z＝1所需的最小光子数。五条曲线从底到顶分别为光子的不同能量E＝14，16，18，20，22eV的计算值。

图3表示了在温度为2°-10°K之间时nη的值，其中光子能量从底到顶分别为E＝14，16，18，20，22eV。

到目前为止，所描述的过程对使相干光入射到低温固态氘上以使产生相干带电氘核是有效的，也就是说，这里用了冷等离子体。

图1是用所述过程产生核能的聚变装置的截面图。

所示装置包括一个低温恒温器12，其中内箱14装有液氦，外围是有套16的液氦。在低温恒温器的底部有一个真空室18，其中有一个容器20装有氘丸，这些氘丸用相邻箱14中的液氦保持在液氦温度。氘丸可以是已知技术中的任何一种形式，诸如氧化氘形式。它们应为固态，可以被冷冻。氘丸应为室温，低一些更好，比如在液氦温度。容器20的底面上有一个门22，以已知方式每次从门向真空室18中释放一个氘丸。在真空室18的侧壁上有一个窗口26。至少有一焦耳能量的激光从光源30通过会聚透镜32穿过窗口聚焦于真空室中的一个位置36。

当氘丸落入室18中时，保持在室温或更低的温度，用液氦套和它们落入的真空室使氘丸保持在该温度。在位置36，激光以脉冲形式直射到氘丸上，以上上述过程产生能量和γ射线。氘丸密度至少为2.2×10²²/厘米³。为使固体中氘原了能以纯态处理，激光的脉冲宽度应比声子的振动周期短，以不发生原子的相位滞后为度。在温度T＝10°K时，激光脉冲应非常短τ<< 1/(K₈T) ～3微微秒。

激光器与门相连，当释放一个氘丸时，激光被激发一次脉冲，照射在小丸上，这发生在位置36。脉冲应为一微微秒或更短，1焦耳能量或更大。位置36用铅屏包围以吸收γ射线和其它可能产生的辐射。在所需要的不同位置上，铅屏（可以是挡板状）以一个或多个硅晶粒层对接，射向该处穿过铅屏的γ射线通过光电效应直接转变成电能。这样，可以直接从硅晶粒输出电能，如终端42、44所示。在图中，铅屏以52表示，硅以54表示。

激光器30能以脉冲形式工作。当氘丸落入真空室的位置36时，使一个激光脉冲照射在一个氘丸上。这样，脉冲发射与门22的操作同步进行。真空室不是必需的，但是可取的。

当然，尽管所示装置10是用释放出来的光子通过光电相互作用直接发电，但这不是必需的。另外，释放出的能量可用于产生热的流体（如，蒸汽），借助普通的装置，如涡轮机，可用该热流体发电。

由氘丸和激光的相互作用而释放能量的过程在公式（22）中已有描述。在所描述氘丸中的氘核通过激光束的照射而再生出强耦合的或极限相干的氘核，这就是如上所述的衰变会放出γ射线的强耦合的和极限相干的氦核。

描述另一个例子。

所用氘丸的体积：

V_D＝V_d＝V_e＝100μm×100μm×100μm

这里，V_D＝氘的标准体积，V_d＝氘核的标准体积，V_e＝电子的标准体积。

氘丸的温度大约是液氦的温度。自激光器30发来的光子，如相干光子，以脉冲形式投射到真空室中的每一个氘丸上。激光的能量是1焦耳或更大，它的脉冲宽度为100厘米，氘丸与激光脉冲吻合的面积为100μm×100μm。

V＝100μm×100μm×100cm

光子能量的变化范围为：

E＝14-22eV

耦合常数g用电离截面τ_i＝10^-17cm²计算。N.Wainfan，W.C.Walker，和G.L.Weissler，的“物理评论”，99，542（1955），在此引为参考。在这些能量下的电离截面比弹性截面大得多。因此，没有其他可取途径。根据Z＝1我们可以计算对温度T＝1°-10°K所需的最小光子数n。如图2所示范围为n-12¹²，这意味着每一脉冲有能量为μJ，这一点也不严格。图3中所示和计算所得的nη小于1，如所需要的那样。

最后一个是产生含有相干氘核的无限强耦合冷等离子体的例子。运用前述的方程（14），（16）和（18），含有光子能量为14-22电子伏特的激光脉冲，脉冲宽度小于0.3微微秒，光子数量n＞10¹²，在T＝1°-10°K时，氘丸尺寸为100μm能满足临界条件Z≥1。当达到临界条件时，由于巨大的能量是Z^n-1，跃迁率大大提高。所有氘原子将被同时电离而产生具有无限耦合的相干氘核。这些相干氘核接着就衰变产生核聚变能。

得出结论，能够同时产生强耦合的或极限相干氘核的参数可在现在的实验条件下达到。强耦合和极限干氘核最直接的应用就是它们能聚合/衰变放出巨大的核能。利用无限强耦合冷等离子体的方案可能是一个达到聚变的新途径。

Claims (16)

1、一种产生有质(a⁺)相干玻色子的方法包括：把一束具有高能量强脉冲的相干玻色子(b)照射到具有质量(B)的固态玻色子丸体上，依据下述公式和临界条件：

这里k，p，q为动量；a为B的核，B是有质玻色原子，在温度T时，B具有麦克斯韦动量分布；n是粒子数；

跃迁率W=Z^n-1W₁

这里，下述方程为临界条件：

Z=(n³/(4e³))W₁τe^-nη′/4

1/η′=V_μmbK₃T/(2πτ)|P′-K|，当Z≥1时；μm_b为电子和有质玻色子的质量；W为在所述玻色子束中电离单个有质玻色子原子时，单个玻色子跃迁率的麦氏平均值；τ是相互作用时间，V是标准体积。

2、根据权利要求1所述的方法，其中有质玻色子（B）是氘。

3、根据权利要求1或2所述的方法，其中所述玻色子束（b）为一束氦原子团。

4、根据权利要求1或3所述的方法，其中所述玻色子束（b）是激光。

5、根据权利要求1或2所述的方法，其中所述玻色子束（b）为一束氦。

6、根据权利要求3所述方法，其中所述光子能量为14-22电子伏特，脉冲宽度小于0.3微微秒;光子数大于10¹²，氘丸具有尺寸（10μm）;温度为1°-10°K。

7、一种方法，用其在冷等离子体中形成强耦合离子体和/或有质相干玻色子（a⁺），是通过使固体（a）中的有质玻色子冷却到至少室温，并用短的高强度脉冲照射以避免使所述等离子体变热，避免变成相干玻色子束或强玻色子束（b），所述玻色子（b）的能量大于所述有质玻色子（a）的电离能量，所述方法能导致从强耦合等离子体和/或有质相干玻色子（a）的聚变/衰变中释放核能。

8、根据权利要求7所述的方法，其中所述的照射是发生在真空室中，所述脉冲应与声子振动周期相比为短，以避免有质玻色子原子的相位滞后。

9、根据权利要求8所述的方法，其中温度为10°K，脉冲应短，而且λ应比（1/（K₃T）小得多，（1/（K₃T））大约等于3微微秒，这里λ是所述玻色子束（b）的波长。

10、根据权利要求7至9任一项所述的方法，其有质玻色子（a）和玻色子束（b）之间的反应是一种电磁衰变，依照A+A→C+γ+E进行，这里A是强耦合相干玻色子（a，b）;C为A的聚变生成物;r是一个或多个玻色子;E是放出的能量。

11、根据权利要求7至9中任一项所述的方法，其中有质玻色子（a）和玻色子束（b）之间的反应是依照A+A→C+D+E进行的强衰变反应，这里A是强耦合相干玻色子（a⁺）;C和D是A的聚变生成物，E为释放出的能量。

12、根据权利要求7所述方法，其中所述的有质相干玻色子（a）为提，所述的相干玻色子束或强束（b）由光子组成，所述光子能量大于氘原子的结合能，脉冲宽度小于0.3微微秒，光子数大于10¹²，所述的氘呈固体丸状，尺寸约为（100μm）;当光子脉冲撞击氘丸形成强耦合等离子体和/或有质相干玻色子（a′）时，氘丸温度为1-10K。

13、根据权利要求7的方法，其中所述玻色子束（b）是来自一紫外光源的光子束。

14、一种生成至少是与有质相干玻色子强耦合的冷等离子体的方法，该方法包括：

把一束强的相干玻色子以短和高能量脉冲的方式照射到含有有质玻色子的固体上，所述光束具有超过所述有质玻色子结合能的能量，所述脉冲的时间不超过所述有质玻色子的声子振动周期，衰变发生在所述玻色子脉冲入射到所述有质玻色子上，

2na⁺（0）→nA+nN

式中，a为有质玻色子，n为粒子数，A和N为聚合生成物，0为零动量。

15、一种积放核聚变能量的方法，包括有质相干玻色子（如相干氦团）与有质玻色子（如氘团）的碰撞。

16、一种释放聚变能的方法，包括有质玻色子与非常强的玻色子脉冲的碰撞，如由一个同步加速器发出的脉冲，所述脉冲的所述强度比所述有质玻色子的结合能要大，所述脉冲的所述宽度比1/K₃T要小。

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