CN114365234A - 通过电子屏蔽来增强局部化核聚变反应的方法和装置 - Google Patents

Abstract

公开了用于支持全局冷深层屏蔽燃料源中的局部化核聚变反应的方法和装置，其中冷燃料的体积比参与裂变反应的热燃料的体积大得多，从而保持结构完整性。这种深层屏蔽环境可以支持壳层电子以及由外部x射线和/或伽马辐照产生的传导电子和等离子体通道的组合。深层屏蔽燃料核可以以较低的能量隧穿，并且可以以大角度更有效地散射，使得隧穿概率增加。可以通过提供中性热粒子(例如热中子)来产生局部“热”聚变条件，这些中性热粒子在高角度散射带电燃料核时实质上更加有效，并且在一次碰撞中可以转移其动能的一半左右来产生热燃料核。这种方法和装置可以具有各种应用，诸如热量或医学同位素生产。

Description

通过电子屏蔽来增强局部化核聚变反应的方法和装置

相关申请的交叉引用

本申请要求于2018年10月12日提交的美国临时专利申请第62/744,867号的权益。该在先申请的主题内容通过整体引用并入于此。

相关权利声明

本发明是在美国国家航空航天局(NASA)授予的NNC14CA16C和80GRC017C0021号合同的政府支持下完成的。美国政府享有本发明的某些权利。

技术领域

本发明大体上涉及核技术，更具体地，涉及用于支持通过电子屏蔽增强的局部化核聚变反应的方法和装置。

背景技术

在热核聚变中，具有高动能的氘或氚核(即“热”氘核)发生碰撞并聚变。如本文中所使用的，“氘核(deuteron)”或“氘(deuterium)”可以指任一氢同位素。然而，在实践中，几乎所有氘核碰撞都涉及偏离与之碰撞的核的库仑(Coulomb)势垒的非产生性弹性散射(即不会导致后续的核隧穿的散射事件和聚变事件)。参见图1A的粒子相互作用100和图1B的曲线图110。核聚变的主要障碍是紧密接近的原子核之间强烈的库仑斥力。裸核实际上无法聚变，因为小角度(例如小于90°)的库仑势垒弹性散射截面(即两个氘核的、不会导致核聚变的相互作用概率)(在理论上)是不受束缚的，并且总体上，绝大多数散射截面都非常高，这意味着在两个热带电粒子(诸如氘核)的相互作用期间，小角度散射非常可能发生。大角度散射(例如90°或更大)的频率比小角度散射的频率要低得多，尽管这种大角度散射可以实现后续的量子隧穿，从而导致原子核紧密接近，这种紧密接近可能导致强力介导的核反应，诸如核聚变。

在传统的热聚变方法中，可以通过将燃料(通常是所有燃料)加热到极高的温度(例如～20keV或2×10⁸K，远大于太阳的内部温度1.5×10⁷K)来克服库仑斥力。在此极端温度下，核具有足够的能量来隧穿过库仑势垒。然而，燃料也变成固有的不稳定热等离子体，其需要约束(例如磁约束)，才不会使反应堆壁汽化。实际上，没有已知的物理结构能承受甚至传统热聚变工艺所需温度的一小部分。

导致损失的其他几种特定于工艺的物理机制也使得迄今无法进行实际的热聚变。附加地，热聚变过程依赖于带电的α粒子(即核反应产物)和带电的燃料核之间的相互作用来维持热的燃料。与不带电粒子(诸如中子)和带电燃料核之间发生弹性碰撞时的高效能量转移相比，这是在粒子之间转移动能的效率极低的过程。在最广泛使用的实验配置(托克马克(Tokamak)反应堆)中的燃料密度也极低，进一步降低了单位体积的总反应速率。目前，惯性约束聚变(ICF)和磁约束聚变(托克马克)的约束时间和等离子体温度条件均不足以实现正功率输出。换言之，这种反应堆消耗的能量多于其产生的能量。

在另一个极端，存在用于生成中子的设备(例如用于中子能谱学应用)。这种设备利用电场来加速带电氘核，然后使生成的氘核与嵌入金属靶中的氘核或氚核碰撞。该过程可以加速相对大量的氘核，但是这种中子发生器的产率显著更低，通常，由更大量带电入射离子(projectile)氘核生成每秒10⁶至10⁸个中子。该过程遭受与托克马克配置相同的带电粒子之间的非产生性小角度弹性散射。因此，例如，使用这种氘核加速器来产生热量是非常低效且不切实际的。

为了理解涉及聚变过程的天体物理过程，已经进行了将氘核束引导到氘化金属基底中的研究。这些研究已经测得在相同能级下相对于气态靶的反应速率明显提高。这两种实验配置之间的主要区别是对带电粒子之间的库仑静电势垒的屏蔽。金属靶中的束缚壳层和自由传导电子云起到屏蔽正离子电荷的作用，其中入射离子氘核(d)有效地遇到距离靶核更近的静电势垒，从而导致d-D聚变的反应截面比裸核的反应截面更高(在本文中，入射离子被标为小写字母“d”，靶被标为大写字母“D”)。研究社区引入了屏蔽电势U_e的概念，以通过库仑势垒U_C(r)的均匀负移-U_e来增加量子隧穿的概率。研究人员已经发现，U_e的范围为针对气态靶的～25eV到针对氘化绝缘体和半导体靶的～50eV，再到针对诸如铍(～180eV)和钯(～800eV)等金属的高得多的能级。在金属晶格的约束内的核反应还可以通过调用替代反应过程来提供附加益处，诸如在低氘核能级下经过屏蔽的奥本海默-菲利普斯(Oppenheimer-Phillips)反应，这可能产生倍增事件和更高的处理效率。

从传统热聚变方法产生净正能量源有很多障碍，包括但不限于，气态靶中的极低反应截面(σ)、对库仑势垒的有效屏蔽不足导致核之间的所有弹性相互作用的小角度优势、以及为保持燃料核较热而在带电粒子之间的极低动能转移速率、缺乏经由与金属核的相互作用进行的固有有用倍增过程、以及起反应的燃料核的极低密度。因此，改进的核聚变方法可能是有益的。

发明内容

本发明的某些实施例可以提供对于本领域中尚未被传统核工艺和技术完全标识、了解或解决的问题和需求的解决方案。例如，本发明的一些实施例涉及用于支持通过电子屏蔽增强的氘化材料(例如氘化金属)中的局部核聚变反应的方法和装置，依靠热中子有效地将动能转移至燃料核，并且利用与金属晶格核和其他核的核相互作用以经由核事件的过程倍增(具有正能量输出)来进一步增强总体反应速率。

屏蔽不仅有效地增强了核隧穿，而且还增加了大角度库仑散射的概率，这是有效的后续隧穿的必要条件。氘化或氚化材料(例如高Z金属或甚至低Z材料，诸如氘化锂(LiD))可以用于产生经过良好屏蔽的环境。众所周知，金属中准自由移动的传导电子可能会增加相互作用核的屏蔽。实际上，当原子紧密堆积时，诸如在固体主体(host)金属中，各个原子的价电子的波函数会重叠，由于量子简并性，因此获得了相当大的动能。费米(Fermi)斥力足够大，能够将价电子从各个原子释放到传导电子海中，因为释放的电子和传导电子是相同的粒子且实际上不可区分，并且这些电子参与对相邻核的有效屏蔽。此外，还可以通过氢同位素的原子壳层(束缚)电子对离子进行屏蔽，并且通常通过托马斯-费米(Thomas-Fermi)模型对该屏蔽进行建模。

总之，金属晶格既提供了用于深层屏蔽的电子又提供了分子“笼(cage)”，因此氘核本身可以处于高密度。x射线或伽马射线的外部源也可以被用来进一步增强金属晶格内的所谓的深层屏蔽。在暴露于电离辐射(γ量子和/或含能电子束)的氘化材料中，在被辐照的样品内部会形成高密度的等离子体通道，从而产生具有自由移动的热电子和自由移动的冷氘离子的非平衡双温等离子体。如本文中所使用的，词语“冷”描述了在大约室温、环境温度或实质上低于1eV的另一温度(例如金属可以保持在气态、固态或液态的温度)下的粒子。如本文中所使用的，词语“热”描述了相较于“冷”粒子处于实质上更高能量(例如数十、数百、数千或数百万eV或甚至更高)的粒子。除了由上述传导电子和壳层电子产生的屏蔽作用之外，这种双温等离子体还在相邻的燃料核之间产生高度屏蔽条件。如在本文中使用的，术语“深层屏蔽”表示屏蔽冷靶氘核的壳层、传导和/或等离子体电子的组合效应，以适合于各个实施例。

不带电粒子(例如中子)可以有效地从其他靶粒子(例如带电粒子)弹性地散射开，从而将不带电粒子的很大一部分动能传递给靶粒子。更具体地，中性粒子散射中大角度散射(即大于90°)的概率远大于带电粒子散射中的大角度散射。附加地，与带电粒子从相同靶的散射相比，中性粒子可以将其动能的很大一部分传递给靶粒子。因此，使用来自热中子的散射将动能提供给诸如氢燃料核之类的带电粒子可能是有利的。

作为非限制性示例，在金属晶格中包括氘化氢同位素的致密燃料样品中产生热中子可以通过以下来实现：某些放射性同位素的辐照(irradiation)、使用足够能量(即高于2.226MeV)的伽马辐照对氘核燃料核进行光致蜕变、或在使用上述外部驱动过程使用热中子散射启动聚变或其他核反应后跟着发生的反应。作为非限制性示例，可以用来自中子源的中子轰击金属晶格，该中子源提供期望的中子产生速率。可以使用诸如LiD之类的材料来设计用于有效转移动能以供核燃料局部加热以进行后续反应的热中子的过程倍增事件，这些材料可以在足够高的能级下进行光致蜕变或以其他方式分解，包括即使在低能量下也能参与与热氘核的屏蔽的Oppenheimer-Phillips反应的其他材料和/或包括能够聚变和产生附加热中子的放射性材料。如本文所使用的，对Oppenheimer-Phillips反应的引用更一般地描述了Oppenheimer-Phillips“氘核剥裂(stripping)”过程，因为OppenheimerPhillips剥裂通常描述了优先的中子俘获而不是质子俘获。在一些实施例的深层屏蔽局部环境中，无论氘核极化如何，质子和中子剥裂和核俘获率均增加。作为另一非限制性示例，金属晶格还可以包括能够被氘化并且也是可裂变的附加材料(例如氘化或氚化锕系金属)。这种材料可以为中子产生提供附加倍增通道。

一些实施例的组合过程可以被描述为“局部热-全局冷”，这与燃料本身全局热且整体被电离(“局部热-全局热”)的其他热聚变过程形成了对比。一些实施例的过程的特征在于如下条件：当样品的绝大部分内的其余燃料保持“冷”时，通过有效散射氘化样品的局部区域中的中性离子(例如中子)，来启动局部热聚变和其他后续核过程。在一些实施例中，冷燃料比较致密、被深层屏蔽并且准备好在通过散射由外部装置提供的热中子或通过对另一燃料氘核进行光致蜕变来加热一个燃料核时聚变。与主体金属核的聚变和附加反应产生附加热中子。局部热全局冷过程的关键特征在于聚变和其他核反应生成的能量通过传导、对流或辐射而被有效分散到样品的外部，允许主体材料自我修复和重新氘化、将燃料的物质的整体状态维持为气态、液态或固态、或者维持燃料的化学组成。与传统全局热聚变过程相比，氘化燃料保持全局冷，尽管是处于足以传递热能到外部域的温度。

在实施例中，一种用于局部热但全局冷核聚变的方法包括：以低于1电子伏特(eV)的能量提供冷深层屏蔽燃料，该燃料增强核隧穿。该方法还包括：在1keV或更高的能量下使深层屏蔽的燃料经受从靶燃料粒子散射出来的热含能中子，从而将含能中子的一部分动能传递给靶粒子并在深层屏蔽的燃料内引起局部核聚变。

在另一实施例中，一种用于局部热但全局冷核聚变的方法包括：用足以在深层屏蔽燃料内产生等离子体通道的γ-量子和/或含能电子束电离辐射来辐照深层屏蔽燃料。等离子通道进一步利用相邻核燃料核中的冷的至少一个核来在深层屏蔽核燃料中的相邻核之间产生深层屏蔽条件。该方法还包括：经由来自一种或多种放射性同位素的辐照、使用伽马辐照对深层屏蔽燃料中的氘核燃料核进行光致蜕变、通过来自深层屏蔽燃料中热中子散射的反应、通过二次裂变过程、或其任何组合，在1keV或更高的能量下产生热含能中子。该方法还包括：使深层屏蔽燃料经受从靶燃料粒子散射出来的热含能中子，从而将含能中子的一部分动能传递给靶粒子并在深层屏蔽燃料内引起局部核聚变。

在又一实施例中，一种方法包括：在低于1电子伏特(eV)的能量下提供冷深层屏蔽燃料，该冷深层屏蔽燃料增强核隧穿。深层屏蔽燃料包括氘化和/或氚化金属晶格。该方法还包括：提供中子反射层或慢化剂、外壳(envelope)、参与的可裂变材料、或其任何组合，以反射或慢化热中子、以支持进一步的核反应或两者兼有。该方法还包括：用足以在深层屏蔽燃料内产生等离子体通道的γ-量子和/或含能电子束电离辐射来辐照深层屏蔽燃料。等离子通道进一步利用相邻核燃料核中的冷的至少一个核来在深层屏蔽核燃料中的相邻核之间产生深层屏蔽条件。附加地，该方法包括：在1keV或更高的能量下使深层屏蔽燃料经受从靶燃料粒子散射出来的热含能中子，从而将含能中子的一部分动能传递给靶粒子并在深层屏蔽燃料内引起局部核聚变。该方法还包括：通过调节x射线设备、LINAC或两者产生的x射线和/或伽马射线的通量，来控制核反应速率。核反应速率足够低，能使局部核聚变所生成的能量通过传导、对流、辐射或其任何组合而充分分散在深层屏蔽燃料的外部，能使金属晶格自我修复和重氘化，能使氘化材料维持化学组成，或者能使深层屏蔽燃料保持在气态、液态或固态。

在一些实施例中，核燃料被嵌入晶格内，该晶格包含能够参与与热氘核的后续Oppenheimer-Phillips反应，热氘核是通过与热中子或与源自其他二次反应的其他粒子碰撞而激发的。在某些实施例中，核燃料与可裂变元素(诸如铀、钚、钍等)结合，可裂变元素可以进一步参与裂变反应以通过产生附加热中子来有效扩散氘核来协助过程倍增。

附图说明

为了容易理解本发明的某些实施例的优点，将通过参考在附图中图示的特定实施例来对以上简要描述的本发明进行更具体的描述。尽管应该理解，这些附图仅描绘了本发明的典型实施例，因此不应被认为是对本发明范围的限制，但将通过使用附图以附加特殊性和细节来描述和解释本发明。在附图中：

图1A图示了两个粒子之间的相互作用，诸如在带电粒子(即氘核)之间或在不带电粒子(即中子)与带电粒子(即氘核)之间的相互作用，图示了各种潜在的散射路径和散射角θ。

图1B是图示了两个带电粒子之间的库仑弹性散射的概率作为散射角的函数的总体图。小角度的相互作用占主导地位，但不会导致在大散射角(例如大于90°)时可能发生的后续的核相互作用。

图2图示了根据本发明实施例的氘化金属晶格的一部分。

图3A图示了根据本发明实施例的深层屏蔽聚变过程的第一阶段，在该阶段中，热中子(n*)被引入氘化金属晶格中。

图3B图示了根据本发明实施例的深层屏蔽聚变过程的第二阶段，在该阶段中，高能(热)中子(n*)从氘化金属晶格内先前低能(冷)燃料核中散射出来，从而将动能从中子传递到燃料核(d*)。

图3C图示了根据本发明实施例的深层屏蔽聚变过程的第三阶段，在该阶段中，热燃料氘核(d*)以高散射角从冷氘核(D)散射出来并被有效屏蔽以在热氘核与冷氘核之间产生核隧穿反应。

图4图示了根据本发明实施例的传统等离子体热聚变过程与深层屏蔽聚变过程之间的比较。

图5是图示了根据本发明实施例的具有导致中子倍增的后续核事件的深层屏蔽聚变过程的流程图。

图6A图示了根据本发明实施例的使用光中子的深层屏蔽核反应过程。

图6B图示了根据本发明实施例的使用放射性中子源的深层屏蔽核反应过程。

图7A是图示了根据本发明实施例的基于线性加速器(LINAC)的实验示例的侧视图。

图7B是图示了根据本发明实施例的实验示例的俯视图，该实验示例示出了被光子束辐照的氘化或氚化材料样品，并且还示出了具有顶部的穴，该顶部示出了中子探测仪器。

图7C是根据本发明实施例的实验示例的放大侧视图，图示了样品瓶相对于制动靶的紧密接近，从而增加了单位光子密度以增加反应速率。

图8示出了根据本发明实施例的示例实验设置的总体架构。

图9是图示了根据本发明实施例的对于450-μA(每小瓶)测试用例(样品的顶部)的2.9MeV的电子束端点的轫致辐射(Bremsstrahlung)光子谱的图。

图10A提供了根据本发明实施例的示例脉冲形状鉴别(PSD)图，其将PSD参数与记录在TS1576 ErD₃的探测器(EJ309 HV)中的电子当量能量相关起来。

图10B是图示了根据本发明实施例的探测器计数(使用前面提到的过程过滤后的PMT计数)中针对TS1576(加了燃料的，上面的黑线)和TS589(未加燃料的，下面的黑灰线)的EJ309探测器结果与电子能量当量单位(keVee)的图。

图10C是图示了根据本发明实施例的在用针对ErD₃(黑色，实线)的HEBROW算法展开之前测得的净计数(TS1576(加燃料的)减去TS589(未加燃料的))与针对单色中子源的两次探测器模拟的比较图，单色中子具有2.45MeV(虚线的上峰)和4MeV(下部的虚线)的能量(E_n)。

图11A是图示了根据本发明实施例的针对TS1575(6小时EJ309)净中子计数(束：2.9MeV，15mA)的中子能谱的图。

图11B是图示了根据本发明实施例的针对TS1576(6小时EJ309)净中子计数(束：2.9MeV，15mA)的中子能谱的图。

图11C是图示了根据本发明实施例的针对TS1575(6小时二苯乙烯(Stilbene))净中子计数(束：2.9MeV，15mA)的中子能谱的图。

图12是图示了根据本发明实施例的针对TiD₂(TS610-612)(5.5小时EJ309)净中子计数(束：2.9MeV，15mA)的中子能谱的图。

图13是图示了根据本发明实施例的深层屏蔽聚变反应过程的流程图。

图14是图示了根据本发明实施例的用于局部热但全局冷核聚变的过程的流程图。

图15是图示了根据本发明实施例的聚变反应系统的架构图。

图16是图示了根据本发明实施例的基于聚变的反应系统的架构图。

图17是图示了根据本发明实施例的被配置为控制核反应速率的计算系统的框图。

除非另有指出，否则相似的附图标记在整个附图中始终表示对应的特征。

具体实施方式

一些实施例提供了具有“冷”燃料的深层屏蔽核燃料环境。这种深层屏蔽环境可以支持壳层以及由外部x射线和/或伽马辐照产生的传导电子和等离子体通道的组合。深层屏蔽燃料核可以以较低的能量隧穿，并且可以以大角度更有效地散射，使得隧穿概率增加。可以通过提供中性热粒子(例如热中子)来产生局部“热”聚变条件，这些中性热粒子在高角度散射离开带电燃料核时实质上更加有效，并且在一次碰撞中可以传递其动能的一半左右来产生热燃料核。

热中子可以由外部机制提供，包括但不限于，通过伽马辐照对氘核进行光致蜕变、放射性衰变、裂变过程等。该过程是亚临界的，并且可以是通过从外部控制到燃料的附加热中子通量而可控制的。热燃料核被双温等离子体深层屏蔽，这有效地屏蔽了要聚变的两个燃料核。热燃料(例如在MeV能级)与冷燃料的隧穿概率高。备选地，如果热燃料足够热并经过充分屏蔽，则热燃料可以在Oppenheimer-Phillips反应中从金属晶格核中被散射出来。

在一些实施例中，燃料包括LiD，其可以参与从热中子或质子的散射或Li的光致蜕变中可获得的附加多个通道。在某些实施例中，可裂变材料可以被添加以用于过程倍增。在一些实施例中，可以根据特定过程设计的需要添加外壳以反射/慢化中子。在一些实施例中，金属晶格还可以包括能够被氘化并且也可裂变的附加材料(例如氘化或氚化锕系金属)。这种材料可以为中子产生提供附加倍增通道。

一些实施例的过程可以被描述为在全局冷且致密的燃料(液体、固体或高度压缩的气体–未完全电离的等离子体状态)中的亚临界局部热反应。这意味着，由于聚变和其他反应位于总体积的较小区域内，因此维持燃料及其容器的整体化学或结构整体性，从而可以将所生成的热量经由传热过程传送到外部。以这种方式，由上述元素制成的聚变反应堆以完全可控的亚临界方式产生少量至中等量的热量。

根据以上内容，本发明的一些实施例涉及用于支持通过电子屏蔽增强的氘化金属中的局部核聚变反应的方法和装置。如本文中所使用的，术语“氘核”或“氘化”也可以分别指“氚核”或“氚化”。从理论上讲，将有助于电子屏蔽的各种或所有特征(例如晶格、壳层和等离子体屏蔽)组合为增强型屏蔽能量U_e，并利用增强因子f(E)的概念将裸截面与实验观察到的截面联系起来可以被定义为如下。

实验聚变截面σ_exp(E)可以被写成：

σ_exp(E)＝σ_bare(E)·f(E) (1)

其中E是入射离子能量，并且σ_bare(E)是裸核离子的核聚变截面。增强因子f(E)的公式可以写成公式为：

其中G(E)是伽莫夫(Gamow)因子并且S(E)是天体物理因子。

根据下面详细提供的理论分析，电子屏蔽(在本文中也称为“屏蔽”)不仅有效地增强了核隧穿，而且还提高了大角度库仑散射的概率。如果不进行屏蔽，热入射离子的低角度散射将占主导地位，从而导致非产生性弹性散射并减少隧穿。因此，有效的电子屏蔽是诱导和维持核聚变的必要成分。

特别地，在一些实施例中，氘化材料的金属晶格核参与一种称为Oppenheimer-Phillips过程的核反应，其中，当热氘核接近靶核(例如晶格金属核)时，热氘核会发生电荷极化。在Oppenheimer-Phillips过程中，质子侧背离靶核，而中子侧朝向靶。然后，当中子与靶核的结合能超过氘核的结合能时，就会发生聚变反应。尽管中子通常会被吸收，但取决于入射氘核的能量，质子或中子可能会聚变，然后质子会被嬗变后的核排斥。两种情况都可能导致过程倍增，热中子会从靶核被弹开，从而将其动能的很大一部分提供给附近的冷氘核，以继续进行反应过程。备选地，热质子可以直接分解氘核或金属晶格核(例如锂核)，进一步导致附加热中子或产生热氘核或氚核，以例如实现后续核过程，如图5所示。

从下面的理论分析来看，还明显的是，在粒子之间交换动能的最佳方式应该涉及不带电粒子。中子在核燃料(例如氘核)上具有相对较高的散射截面，并且可以在单次弹性碰撞中将其动能的很大部分传递给氘核。因此，对聚变过程进行了研究，在该过程中，热中子与燃料的动能交换为过程启动和潜在的二次核事件提供了基础。

氘化或氚化金属(例如氘化锂(LiD))可以用于产生电子被良好屏蔽(即深层屏蔽)的环境。在某些实施例中，LiD与足够高的光子能量一起使用以使锂光离解，从而导致热氚或氘核的产生。在图2中示出了这种氘化金属晶格200的一部分。应该注意，金属可以是锂、硼、铍、高Z金属等中的一种或多种。换言之，在图2的金属晶格中可以包括不同的氘化和/或氚化金属。金属晶格既提供了用于深层屏蔽的电子，又提供了“笼”，因此氘核本身可以处于高密度，并且可以经由多种途径进一步参与一次聚变反应后续的反应。

用来自中子源的中子轰击金属晶格，该中子源提供期望的中子产生速率。参见例如图3A的步骤300。在图3A中，两个冷氘核(D)被包含在金属晶格内。热中子(n*)向晶格中的右氘核(D)移动。

在图3B的步骤310中，热中子(n*)撞击两个冷氘核(D)中最右边的一个，在该氘核上施加能量并使之变热(d*)。只有不带电粒子(诸如中子)才可以在单次弹性碰撞中有效地将其大量动能传递给带电氘核。例如，下面的表I提供了在各种能级下在远离氘核的各种粒子(诸如轻的、重的带电粒子和中子)之间的散射截面和动能转移。只有中子才能将其动能的很大一部分转移给氘核，而所有其他带电相互作用都会导致少量动能被传递。因此，只有通过与热中子发生弹性碰撞而被加热的氘核可以拥有足够的动能参与后续核隧穿反应，而所有其他带电相互作用只会导致氘核的微乎其微的加热，而不会导致后续的隧穿。

表I：针对反应所产生的氘核能量，示出了中子的能量转移原理

这样，与传统聚变过程不同，在该示例中，仅加热两个氘核之一。这会将热氘核(d*)朝左侧的冷氘核(D)发送，其屏蔽库仑势垒用月牙形状表示。在该上下文中，“冷”是指以毫电子伏特(meV)至1电子伏特(eV)测量的动能，对应于一万一千摄氏度。相反，“热”是指动能要高得多，例如，以千电子伏特(keV)或兆电子伏特(MeV)范围测量，对应于数百万度。在图3C的步骤320中，热氘核(d*)与冷氘核(D)发生碰撞，如果散射角足够大(例如大于或等于90°)，则可能后续会经由量子隧穿而隧穿过冷氘核(D)的库仑势垒。由于右氘核(d*)很热，因此隧穿的概率相对较高。大角度散射和隧穿的概率都随电子屏蔽而增加。

在这种实施例中，中子与热氘核之间的散射概率比传统热聚变技术高得多。中子将其动能的很大一部分分配给热氘核，使得后者可以隧穿过另一凉得多的氘核的静电势垒，并与之聚变。实际上，如果其中一个氘核比另一氘核凉多个数量级，则深层屏蔽效应很好。

例如，这与传统热聚变反应堆(诸如Tokamak)有很大的不同。在Tokamak中，整个燃料被电离到数亿度，但是燃料离子却被热等离子体电子屏蔽不佳，尽管一些更现代的技术还包括注入被屏蔽原子。热氘核以小角度弹性地从库仑势垒中被散射出来。这导致它们有散布的概率，而不是使后续聚变有非常高的概率。当氘核以大角度(例如90°或更大)相互撞击时，就可以进行聚变，但这很少见，并且隧穿的概率非常小。因为在Tokamak内部大量的热燃料被保持就位，所以尽管燃料等离子体密度非常低并且非产生性低角度库仑弹性散射占主导地位，但仍会发生聚变。然而，还会发生反应堆壁的冷却以及轫致辐射的附加损失，并且加热、维护和容纳燃料需要大量能量，实际上，比Tokamak过程所产生的能量还要多。

应该注意，在一些实施例的过程中，轫致辐射有助于针对高数(high number)密度燃料的进一步屏蔽过程，从而进一步提高反应速率。使用本文中采用的术语，Tokamak过程可以被描述为“局部热全局热”过程，并且它不同于本发明一些实施例的可以被描述为局部热全局冷的过程。例如，一个重要的区别是，前者必须以非常低的燃料密度工作以保持非常热的等离子体完整，而在一些实施例中，整个燃料源被保持在寒冷和致密的状态直到发生局部反应，然后经由通过金属晶格到外部边界的扩散、对流或热辐射而局部地回到冷态。

一些实施例的关键点是，如果氘核通过电子或等离子体屏蔽被高度屏蔽，则发生聚变的概率变得大得多，可能会增加多个数量级。屏蔽增加了90-180°库仑散射角的机会，并且增加了热氘核一旦一开始就以如此大的角度散射就将隧穿的机会。实际上，在所谓的“屏蔽长度”之外，热氘核和冷氘核无法感觉到它们相互的静电斥力，因此，在深层屏蔽情况下，两个原子核可以彼此靠得足够近，从而可以进行核隧穿并且后续发生强力聚变。在以上描述中，屏蔽长度是方便的参数，用于估计其他带电粒子感受到静电场的程度。可以针对多种感兴趣的情况来估计并得出屏蔽长度，诸如对于通过壳层或传导电子或等离子体电子进行屏蔽的情况，传导电子或等离子体电子是由在反应体积外部提供的伽马光子的康普顿散射产生的。

在每秒10亿个中子的速率以及后续经由Oppeneheimer-Phillips和其他反应过程的过程倍增事件(例如，利用LiD作为金属晶格/燃料配置，导致例如每秒10¹⁴个核事件或能量输出方面有数十或数百瓦特)，并且在包含例如密度为10²²氘核的金属晶格的情况下，仍然有10⁸秒的功率输出，提供长时间能量源。这样，反应被高度局部化并且仅偶尔发生在氘化金属晶格中。然而，由于到目前为止描述的过程显然是亚临界的，并且直接取决于外部控制的中子通量，因此可以将这种过程设计为导致相对较少数量的连续发生的反应。由于局部产生的核反应热量能够通过传导和其他方式散发到周围环境，这使氘化金属晶格保持较凉，并且除非中子被以足以引起熔化的高速率发射(这是可以控制的)，否则不会导致氘化金属晶格整体熔化。虽然局部晶格可能熔化，但是传导带走热量，金属晶格和嵌入的燃料凝固，然后周围的分子又变得较凉。

在某些实施例中，提供高压气态燃料以包围氘化金属。可以以每平方英寸数万磅来测量这种高压，从而导致气态下的燃料密度接近金属晶格内的密度。这种高压气体也可以参与核反应。备选地，可以提供与用于加载和维持高燃料/晶格化学计量的压力相对应的压力下的氘气，以确保对晶格重新加载，晶格的重新加载发生在晶格的重新凝固之后，晶格的重新凝固发生在导致局部加热和熔化的局部核反应之后。

采用这种过程的实施例提供了对产生的能量的量的完全控制，因为可以控制所传递的中子的数量。同样，如果中子供应被切断，则反应停止。这样，该过程是亚临界的。此外，可以控制中子的供应，以增加或减少能量产生。在一些实施例中，中子被用作关键过程介体，以有效地加热燃料核及其产物。在这种实施例中，经由直接控制其进入反应体积的输入速率以及从反应体积的泄漏来管理中子是这种实施例与依赖于低效率带电粒子(例如α)加热以维持该过程的其他热聚变过程的主要区别。

这种实施例还提供了优于传统核反应堆的安全性要素。例如，如果一些实施例的反应堆被用在卫星上，并且打算将卫星携带入轨道的火箭在发射过程中爆炸，则不会发生核反应，因为核燃料从一开始就可能是完全放射性惰性的(例如氘)。一旦进入轨道，就可以利用诸如线性加速器之类的设备生成高于氘核的光致蜕变极限(在2.226MeV下)的足够能量的伽马辐射，以产生热中子，从而开始所采用实施例的过程。然而，一些实施例确实使用放射性元素(例如锎、镅、钍、或任何其他合适的锕系元素)作为连续的中子源，以产生MeV范围内的热中子。自然地，随着元素的衰变，每秒发射的中子数量会随着时间的推移而减少。然而，该过程对于紧凑、持续时间长、零维护的热源而言定位合理，然后可以使用热电、斯特林(Sterling)或其他已知的热电转换过程和设备将该热源转换为电输出。

反应速率R(例如每秒每立方厘米的反应次数)由下式给出：

R～n₁n₂σv (3)

其中，n₁和n₂分别是中子和氘核的燃料密度(例如每立方厘米的粒子数)，σ是反应截面，并且v是动能。图4示出了传统热聚变过程与一些实施例的深层屏蔽聚变过程之间的比较400。

为了使σ变高，需要大的散射角加上后续的隧穿。然而，σ在热聚变中相对较低，通常以毫靶恩或以下单位进行测量。此外，在热聚变中，等离子体的密度比一些实施例的氘低约一百万倍。换言之，热聚变等离子体极为稀薄。由于很高的反应物体积，热聚变反应堆(诸如Tokamak)仍然可以实现聚变，并且所有反应物都非常热。Tokamak被设计用于非常大的功率输出，而本发明的一些实施例可以被设计成产生较低水平的功率，例如100瓦、1000瓦等。在不被触碰的情况下，这些实施例可以具有20至30年或更长的使用寿命。此外，在本发明的实施例中，一种反应物是局部热的，而另一种则是全局冷的，使得聚变反应能够在样品内的相对少量的位置处发生。例如，每秒产生瓦特级功率的10¹⁴次反应可能只涉及包含1摩尔材料的相对较小的氘化样品的大约10^-9。

图5是图示了根据本发明实施例的深层屏蔽聚变过程的流程图500。中子源(天然或光子)将热中子(1-n)输入到氘化锂燃料中。“*”在本文中表示热粒子。在热中子(n*)与氘核(d)或锂之间或在热氘核(d*)之间的初始反应产生He-3、α粒子和氚(T)。第一遍的输出是两个热α粒子、两个热质子、两个热中子和热量。如进一步所示，LiD(天然包含Li-6和Li-7同位素两者)的简单组合可能导致每个循环产生更多中子的过程。由于中子可以有效地逃出反应体积并参与其他不利于核反应的过程，因此这种示例倍增过程的整个净输出取决于对中子的有效管理及其与周围环境的相互作用。

图6A图示了根据本发明实施例的使用光中子的深层屏蔽核反应过程600。在一些实施例中，通过经由线性加速器(LINAC)产生的伽马辐射对氘燃料进行光致蜕变来产生光中子，线性加速器(LINAC)还用作电离源，以用于为有效隧穿和散射事件产生深层屏蔽环境。热光中子被送入位于铍中子反射层和源内的氘化燃料(例如锂、硼、铍、高Z金属或其他能够被氘化的材料中所包含的氘)中。然后发生聚变反应(和其他反应)，如图3A至图5所示和描述的。

图6B图示了根据本发明实施例的使用放射性中子源的深层屏蔽核反应过程610。放射性物质(例如锎、锔等)发射热中子。x射线设备提供用于深层屏蔽的电离源。x射线被送入氘化燃料(例如锂、硼、铍、锕系元素(例如UD₃)等中所包含的氘)中。氘化燃料又位于铍中子反射层内，该铍中子反射层也包含放射性材料源。然后发生聚变反应(和其他反应)，如图3A至图5所示和描述的。

在一些实施例中，采用核活化(active)过程，其经由引入热中子将活化结合到金属晶格内的高密度氘核环境中，该金属晶格可以可选地包括高Z元素，高Z元素与锂、硼或其他元素结合或者包括锂、硼或其他元素。热中子经由弹性碰撞有效地加热冷氘核，并且通过壳层或传导电子的组合或者通过可选地经由x射线或伽马辐照氘化材料所产生的Compton电子，将热氘核与其他冷氘核或冷晶格核进行深层屏蔽。通过深层屏蔽提高了热氘核与冷氘核或来自冷晶格核的大角度散射和核隧穿概率。热中子是通过热氘核和冷氘核的聚变、二次聚变反应(例如从一次d-D反应和其他后续反应产物生成的He-3或氚)、Oppenheimer-Phillips反应、通过分解氘核或锂所生成的其他核反应物、和/或导致核事件倍增的相关二次过程而生成的。在某些实施例中，系统包括氘化金属、经由具有足够能量以使氘核光致蜕变的伽马源或经由放射性同位素的自然衰变过程而生成的热中子源、以及(可选地)能够参与倍增过程的附加材料(包括但不限于，锂和外部外壳(包括铍或锕系核，诸如天然铀、钍等))，以反映或参与核反应、或管理其中子平衡和动能。

理论分析

下文在包括嵌入金属晶格中的高密度冷燃料的环境中检查d-D的核聚变反应，在该环境中，一小部分燃料被热(即“热的(thermal)”)中子活化。由于金属晶格的传导和壳层电子或者通过电离辐射(γ-量子)诱导的等离子体，这种环境提供了对库仑势垒的增强屏蔽。本文显示，通过中性粒子(诸如含能中子或光子)将动能转移到燃料核(D)的效率远远高于含能带电粒子(诸如轻粒子(e^-、e⁺)或重粒子(p、d、α)。

已知屏蔽增加了隧穿过库仑势垒的概率。电子屏蔽还显著增加了反应核的大角度与小角度库仑散射的概率，从而能够经由隧穿进行后续核反应。该概率被并入天体物理因子S(E)中。本文还评估了能够计算核反应速率的屏蔽效应的各个方面，包括库仑散射和冷燃料的局部加热、一次d-D反应以及与燃料和晶格核的后续反应。

屏蔽以增强总核反应速率的效应是多个参数的函数，包括燃料温度以及在燃料与晶格金属核之间的相对散射概率。屏蔽还显著增加了热燃料与晶格核之间相互作用的概率，从而增加了Oppenheimer-Phillips过程的概率，打开了反应倍增的潜在路线。经证明，靶离子的屏蔽库仑电势是由非线性弗拉索夫(Vlasov)电势确定的，而不是由德拜(Debye)电势确定的。

通常，屏蔽的效应在入射离子的低动能时变得重要。本文针对已知的电子屏蔽晶格势能U_e检查解析表达式和渐近表达式的适用范围，该电子屏蔽晶格势能仅针对E＞＞U_e(E是质心参考坐标系的能量)有效。经证明，对于E≤U_e，应该针对屏蔽库仑电势直接计算Gamow因子，以避免通过解析公式和渐近公式导致增强因子f(E)的值过高。

电子屏蔽对于发生有效核聚变反应是必不可少的。已证明在氘化材料中对聚变反应速率的屏蔽效应很重要。核反应速率包括两个主要因素：(1)入射离子核在靶核上的库仑散射；以及(2)隧穿过库仑势垒的核。在带电入射离子在靶核(诸如氘核)上的弹性散射期间，入射离子粒子的一些能量被转移到靶核，从而对其进行加热。取决于入射离子粒子能量和散射事件期间动能转移的效率，靶氘核可能会变得足够含能量，从而能够经由隧穿过另一原子的核的库仑势垒而进行后续的核聚变反应。电子屏蔽在该过程中可能起重要作用，这是由于在高度屏蔽的环境中热燃料与晶格核相互作用，正如下面更详细讨论的实验所证明的那样。该分析着重于分析对库仑散射的电子屏蔽效应以及涉及带电入射离子的隧穿过程。然后，证明通过靶氘核上的不带电入射离子粒子(诸如光子或中子)进行的动能转移效率更高。这种过程可能有助于实现和维持核反应。

当小部分燃料核被含能光中子加热时，检查嵌入金属晶格中的高密度氢同位素(燃料)中的核聚变反应。这种设置支持通过金属晶格的传导和壳层电子来增强对燃料离子之间的库仑势垒的屏蔽。电子屏蔽还显著增加了反应核的大角度与小角度库仑散射的概率，以支持经由隧穿进行后续核反应。该增强的概率被并入天体物理因子S(E)中。

电子屏蔽还增加了燃料离子隧穿过库仑势垒的概率。此外，由于Oppenheimer-Phillips过程，屏蔽显著增加了热燃料与晶格核之间相互作用的概率，这可能会打开反应倍增的潜在路线。检查电子屏蔽势能U_e在计算核聚变截面的增强因子f(E)方面的适用性。还使用屏蔽长度λ_sc的统一概念得出通用屏蔽过程的表达式U_e。经发现，与经由含能带电粒子进行的加热相比，含能中子提供最有效的燃料离子加热以启动凝聚态的核聚变反应。上述效应被并入核聚变过程的整体分析中，该整体分析可以被用作理解、设计和优化实验(诸如下面讨论的实验)的理论基础。

I.裸核离子的核聚变截面

在隧穿过正核离子之间的库仑势垒的子势垒量子隧穿的标准情况下，裸核离子的核聚变截面σ_bare(E)可以被写成：

其中E是质心(CM)参考坐标系中的能量，G(E)是Gamow因子，并且S(E)是包含核相互作用细节的天体物理S因子。在非相对论性的情况下，CM坐标系中的能量E与实验室(lab)坐标系中的入射离子核离子的动能K_1∞之间的关系采用相对简单的形式：

在实验室坐标系中，具有质量m₂的靶核离子处于静止状态(即

)，且具有质量m₁的入射离子核离子具有无穷大的速度

在Wentzel-Krammers-Brilloin(WKB)近似中，Gamow因子G(E)涉及以下积分的评估：

此处，

是约化普朗克(Planck)常数，U_C(r)是在靶核的库仑场Z₂e/r中带电荷Z₁e的入射离子核的库仑势能U_C(r)＝Z₁e·Z₂e/r(即库仑势垒)，μ＝m₁m₂/(m₁+m₂)是入射离子和靶核的约化质量，r₀＝(R₁+R₂)是具有核(有效)半径R₁和R₂的最接近方法的经典距离，并且r_ctp是经典转向点，由以下表达式确定：

对等式(7)中的积分的评估给出Gamow因子的标准表达式：

其中V_c＝(Z₁e)(Z₂e)/r₀是库仑势垒的全高(full height)，E_G＝2μc²(παZ₁Z₂)²是Gamow能量，并且

在极限

(通常是这种情况)下，Gamow因子减小为相对简单的Sommerfeld表达式：

II.核聚变与电子屏蔽

A.通过晶格电子进行库仑势垒屏蔽

在具有氘核束和氘化靶的实验中，当靶氘核(D)被嵌入绝缘体和半导体中时，经发现，与具有气态D₂靶实验的反应相比，针对D(d,p)t核聚变反应的核反应速率的增强相对较小。通过屏蔽相互作用核与位于主体材料的原子壳层中的静态电子云，来自然地解释主体绝缘体和半导体中针对D(d,p)t核反应的反应速率的这些增强。总的来说，壳层电子对入射离子核产生负屏蔽电势，从而有效地减小了相互作用核之间的库仑势垒的高度和空间延伸。

然而，已经使用氘化金属靶(不包括诸如铜(Cu)、银(Ag)和金(Au)之类的贵金属)容易地测量到大得多的效应。主体金属中针对D(d,p)T聚变反应的核反应速率的大的增强可以被认为是通过自由移动的传导电子进行的附加动态屏蔽的结果，传导电子易于集中在正离子附近。这些屏蔽效应统称为“晶格屏蔽”。

通过原子壳层电子或传导电子对靶核的电子屏蔽通常都通过库仑势垒U_C(r)的均匀负移-U_e来近似。此处，U_e是电子屏蔽势能，且由下式给出：

其中，Z₁和Z₂分别是入射离子和靶核的原子序数，并且λ_sc是对应的屏蔽长度。等式(11)的标准推导和电子屏蔽效应可以通过用屏蔽库仑势能U_C,sc(r)的通用表达式代替库仑势能U_C(r)重新计算等式(7)中的Gamow因子G(E)来直接估计：

等式(7)中的径向距离r小于或等于等式(8)给出的经典转向点r_ctp，经典转向点r_ctp通常又比电子云分布到反应核的特征距离小得多，该特征距离是对应的屏蔽长度λ_sc。换言之：

r₀≤r≤r_ctp＜＜λ_sc(13)

可以展开等式(12)中的

发现屏蔽库仑势能U_C,sc(r)(即屏蔽库仑势垒)可以被重写成：

其中标准库仑势垒U_C(r)为：

并且，电子屏蔽势能U_e被确定为：

因此，如果经典转向点r_ctp比对应的屏蔽长度λ_sc小得多，则以上在等式(11)至(15)中引入的电子屏蔽势能U_e的概念在理论上可以是合理的。等式(13)中说明的该条件可以被重写成：

E＞＞U_e (17)

使用等式(8)给出的经典转向点的定义。

对于低能量，其中E≤U_e，由等式(11)至(15)给出的电子屏蔽势能U_e的概念不适用，并且等式(7)中用来自等式(12)的屏蔽库仑势能U_C,sc(r)对Gamow因子G(E)的直接数值评估是必需的。

已知的是，如从等式(7)(即[U_C(r)-U_e]-E＝U_C(r)-(E+U_e))中可见，将U_C(r)降低U_e相当于将E增加U_e。均匀位移U_e被称为“电子屏蔽势能”。

因此，可以将CM坐标系中离子能量E下在屏蔽靶中通过实验测量的隧穿概率σ_exp(E)评估为在更高能量(E+U_e)下针对裸离子碰撞的通过实验测量的隧穿概率：

σ_exp(E)≡σ_screen(E)＝σ_bare(E+U_e) (18)

实验聚变截面σ_exp(E)可以被写成：

σ_exp(E)＝σ_bare(E)·f(E) (19)

这实质上是增强因子f(E)的定义。

根据等式(5)，增强因子

的表达式可以被写成：

在

的情况下(这通常是一般情况)，增强因子

可以被写成：

在极限

下，等式(20)进一步被简化为以下渐近公式：

由等式(10)产生。

对于低能量(当E≤Ue时)，由等式(11)至(15)给出的电子屏蔽势能U_e的概念不适用，而应使用直接数值评估。对于等式(7)中的Gamow因子G_direct(E)，在U_c(r)→U_C，sc(r)的情况下，

其中，

是通过以下等式而被数值确定的修改后的经典转向点：

其中，屏蔽库仑势能U_C，sc(r)从等式(12)获得。

在这种情况下，增强因子等于：

f_direct(E)＝exp[G_c(E)-g_direct(E)] (25)

其中，G_C(E)通过等式(9)来确定。

表II呈现了针对各种感兴趣能级处的氘化铒(ErD₃)计算得到的增强因子的值。注意，U_e是使用下面提到的等式(54)或(62)计算得到的，并且被发现为U_e＝347eV。

表II：氘化铒的增强因子值

例如，注意，3U_e的值对应于实验室坐标系中入射离子的2keV动能，这说明针对

的解析公式有效，但针对增强因子的渐近公式仍然不合适。由于电子屏蔽效应在入射离子的低动能下变得重要，因此应使用Gamow因子的直接数值计算来获得准确的结果。

上述等式示出了针对与主体金属的氘相互作用的增强因子f(E)的急剧上升，尤其是在适度低的氘核能量下。增强因子f(E)随着Z且随着不断降低的入射离子能量而进一步增加。这可以实现Oppenheimer-Phillips剥裂反应，导致含能质子和中子的产生，并且提供了实现倍增的可能路线。这种Oppenheimer-Phillips剥裂反应似乎在下面描述的实验工作中已经被观察到。

针对选择靶测量的U_e：针对气态靶，电子屏蔽势能的实验值为U_e＝25±15eV，针对氘化绝缘体和半导体靶，则为U_e＝39至52eV。然而，针对氘化金属靶，测得的电子屏蔽势能U_e的值要大得多，范围为U_e＝180±40eV(针对铍)到U_e＝800±90eV(针对钯)。对于氘化贵金属靶，观察到排除，即U_e＝43±20eV(Cu)、U_e＝23±10eV(Ag)和U_c＝61±20eV(Au)。

U_e的理论值(考虑到通过位于主体材料的原子壳层中的静态电子云进行屏蔽)，该理论值是利用原子结合能的差异在绝热极限中计算得到的，其与针对气态靶以及氘化绝缘体和半导体靶的U_e的经过实验测得的值非常相关。相比之下，通过大多数主体金属的原子壳层中的静态电子云理论上计算得到的屏蔽势能U_e的值比氘化碱金属靶的实验测得的电子屏蔽势能U_e的值小了近一个数量级。这些差异需要不同的物理机制才能从理论上阐明实验结果。本文稍后将讨论新颖的物理机制，该机制考虑了金属中准自由移动的传导电子的存在，作为屏蔽相互作用核的附加源。

B.通过等离子体粒子进行库仑势垒屏蔽

在暴露于电离辐射(γ量子或含能电子束)的氘化材料中，在被辐照的样本内部会形成致密的等离子体通道，包括具有自由移动的热电子和自由移动的冷氘核离子的非平衡双温等离子体。等离子体中的含能电子无法与氘核离子形成束缚态，因为热电子的平均动能

比它们之间的库仑相互作用

大得多：

等式(22)中的不等式表示等离子体存在所需的条件，并且也可以被写成：

kT_e＞＞e2·n^1/3 (27)

利用以下事实：离子之间的平均距离

大约为n^1/3：

引入Debye长度λ_De，其被定义为：

等式(27)可以根据等式(28)被重写为：

等式(30)表明，在等离子体中，Debye长度λ_De比离子之间的平均距离

大一个数量级。

从等式(28)和等式(30)还可以得到等离子体中电子Debye球N_De中的电子数量远大于一：

因此，由等式(30)给出的表述

以及等式(31)中的等效表述N_De＞＞1从等式(26)表示的

的等离子体存在要求得到。

等离子体通道中的不受干扰的等离子体是电中性的，在每个单位体积中总电荷密度Q₀等于零：

Q₀＝＝q_i·n_i0+q_en_e0＝0

其中，n_i0是不受干扰的平均离子数密度，n_e0是不受干扰的平均电子数密度，q_i是离子电荷，并且q_e是电子电荷。从等式(32)看出，如果q_i–q_e＝e，则不受干扰的电子和离子数密度n_e0和n_i0分别彼此相等。

Q₀＝q_i·n_i0+q_e·n_e0＝0→n≡n_e0≡n_i0 (33)

然而，等离子体中的离子之间的远距离库仑力作用的距离远大于等离子体粒子之间的平均距离

在这种距离下，任何两个带电离子之间的相互作用都会受到大量带电粒子的存在的影响。因此，产生的有效场由许多带电粒子共同产生，并由自洽的弗拉索夫(Vlasov)场自然描述，该场不是随机的场，而是从宏观上确定的。换言之，它不会导致系统的熵增加。

根据以上描述，可以认为等离子体中的每个离子被具有不均匀电荷密度分布Q(r)的球形对称(平均)带电离子云包围：

Q(r)＝q_i·n_i(r)+q_e·n_e(r) (34)

其中，r是离该离子(位于r＝0处)的距离。此处，n_e(r)是电子数密度并且n_i(r)是离子数密度，均分布在所考虑的离子周围的自洽Vlasov电势场φ(r)中。

由于在Vlasov场φ(r)中电子的势能为q_e·φ(r)并且离子的势能为q_i·φ(r)，因此对应的电子数密度n_e(r)和离子数密度n_i(r)均由对应的玻尔兹曼(Boltzmann)分布给出：

其中T_e和T_i分别是电子温度和离子温度。这里，n_e0和n_i0分别是不受干扰的等离子体中的平均电子数密度和离子数密度。

在任何考虑的离子周围的离子云中的Vlasov电势φ(r)服从非线性静电泊松(Poisson)等式(Vlasov等式)：

其中总电荷密度Q(r)是φ(r)中的非线性函数，如等式(34)连同等式(35)和(36)所给出。

等式(37)中的Vlasov等式的解应该被用来评估等式(7)中针对屏蔽库仑势垒U_C,sc的Gamow因子。对于带电荷q_i＝+e的靶核的Vlasov电势场φ(r)中带电荷+e的入射离子核，根据定义，屏蔽库仑势垒U_C,sc为：

U_C，sc＝e·φ(r) (38)

在距所考虑的离子(位于r＝0处)很远的距离处，Vlasov场趋于零(φ(r→∞)→0)，因为它描述了与未受到扰乱的等离子体的参考电势的偏差。因此，

n_e(r→∞)→n≡n_e0 (39)

n_i(r→∞)→n≡n_i0 (40)

由于不受干扰的等离子体是电中性的，因此在每个单位体积中总电荷密度Q₀等于零：

Q(r→∞)→Q₀＝q_i·n_i0+q_e·n_e0＝0→n≡n_e0≡n_i0 (41)

参见等式(32)和(33)。

由于在距离子(位于r＝0处)很远的距离处Vlasov电势φ(r)很小，因此就φ(r)而言，离子和电子电荷密度分布可以被减小为线性表达式：

针对总电荷密度Q(φ(r))，就φ(r)而言，产生的线性表达式为：

将等式(44)代入等式(37)给出了Vlasov电势φ(r)的线性化静电Poisson等式(Debye等式)：

其中，λ_D是双组分、双温度等离子体中的Debye屏蔽长度：

其中λ_Di和λ_De分别是离子和电子Debye长度。它们被定义为：

如果电子温度T_e远高于离子温度T_i(即热电子和冷离子)，则通过离子Debye长度λ_Di来确定双组分、双温度等离子体的Debye屏蔽长度λ_D：

如从等式(46)至(48)可见。

在带电荷q_i＝+e的离子(位于r＝0处)附近，Vlasov电势φ(r)降低为该离子生成的库仑电势q_i/r：

Debye等式(等式(45))的精确解，对于满足等式(42)表示的边界条件的德拜Debye电势φ_D(r)，采用以下被称为Debye电势的形式：

服从非线性等式(37)的Vlasov电势φ(r)的通常近似用来自等式(50)的正确边界条件由等式(51)表示，它广泛用于等离子体鞘(sheath)的非线性理论。

该近似还可以用于获得等离子体屏蔽的库仑势垒U_C,sc的解析表达式。由等式(51)给出的在带电荷q_i＝+e的靶核的Debye势场φ_D(r)中带电荷+e的入射离子核的Debye势能U_D(r)通过定义如下：

总而言之，针对屏蔽库仑势垒U_C,sc的正确表达式由Vlasov电势确定，而不是由其线性化版本Debye电势确定。Vlasov电势在任何温度下均有效，并且可以通过非线性等式(37)的直接数值解获得，总电荷密度Q(r)由等式(34)至(36)给出。备选地，如在评估非线性等离子体鞘问题中通常所做的那样，利用等式(50)中的正确边界条件，将其线性化为由等式(51)给出的Debye电势，以与裸离子附近的库仑电势合并。

在通过γ电离辐射在氘化金属中产生的致密非平衡双温等离子体通道中，电子温度T_e远高于离子温度T_i，因此，Debye屏蔽长度λ_D主要由离子Debye长度λ_Di确定，从等式(46)至(48)可见。因此，如由等式(49)给出的Debye屏蔽长度λ_D转换为：

这是由于在暴露于γ电离辐射的氘化铒ErD₃中n_i0＝n_e0＝8x10²²cm^-3并且T_i＝293K(室温)。同样，由等式(16)针对氘化铒ErD₃给出的等离子粒子屏蔽势能U_e变得等于：

λ_D从等式(53)得出。

C.通过金属晶格中的传导电子进行库仑势垒屏蔽

为了科学地解释针对氘化碱金属靶实验测量的电子屏蔽电势

的高值，已经建议考虑金属中存在的准自由移动传导电子来屏蔽相互作用的核。实际上，当原子紧密堆积时，诸如在固体主体金属中，单个原子的价电子的波函数会重叠，由于量子简并性，因此获得了相当大的动能

费米斥力足够大，可以将单个原子的价电子释放到传导电子海中，因为它们是相同的粒子，并且实际上不可区分。

电子能量

也称为费米能量ε_F，可以根据海森堡(Heisenberg)不确定关系直接估算：

如果<p_e>＝0，则电子动量的均方根

等于动量不确定性Δp_e：

并且，Δr大约为电子之间的特征距离

特征距离又大约为

其中n_e是电子数密度。p_e的值从等式(37)至(39)得出。

然后，费米能量ε_F被估计为：

简并电子气的费米能量ε_F的更精确计算由下式给出：

先前已经考虑到传导电子的费米-狄拉克(Fermi-Dirac)分布和经典(Boltzmann)分布之间的差异可以被预期对于室温下的电子屏蔽可忽略不计。在该简化模型中，氘核离子与金属传导电子一起被视为单组分平衡经典等离子体，该等离子体包括金属准自由移动传导电子(提供等离子体屏蔽)和单电荷局部氘核离子(无助于等离子体屏蔽)。在单组分平衡(T_e＝T_i)经典(Boltzmann)等离子体中的Debye屏蔽长度λ_De,c(其近似于通过传导电子进行的屏蔽)然后被减小为电子Debye屏蔽长度λ_De：

针对具有材料参数n_e0＝n_i0＝8x10²²cm^-3并且T_e＝293K(室温)的氘化铒ErD₃。等式(61)给出λ_De,c＝4.15x10^-10cm。因此，由等式(16)针对氘化铒ErD₃给出的传导电子屏蔽势能U_e等于：

λ_De,c从等式(61)得出。技术人员应该清楚的是，利用Fermi-Dirac统计可以得到对U_e,c好得多的估计来描述传导电子，而不是用经典的(Boltzmann)统计。注意，尽管有不同的原因，但针对等离子体和传导电子计算的屏蔽电势值是相同的。实际上，等离子体形成也可能有助于在非金属靶中的屏蔽，例如在通过电离辐射辐照的致密氘气中的屏蔽。

D.通过氘化金属中的原子壳层(束缚)电子对反应的氢同位素核进行屏蔽

通过Thomas-Fermi模型来对通过原子壳层(束缚)电子对离子的屏蔽进行建模。Wentzel-Thomas-Fermi屏蔽的库仑原子势(能)为：

其中Z₁和Z₂分别是入射离子和靶(主体)核的原子序数，并且例如，通过主体材料的原子壳层电子的经修改(以更好地拟合实验数据)的Thomas-Fermi屏蔽长度λ_TF(原子大小)由以下关系式给出：

其中，a₀是波尔(Bohr)半径a₀＝5.29·10^-9cm，并且Z是主体材料的原子序数。

III.反应的氢同位素核的通用屏蔽情况

在通用情况下，考虑到可能通过主体材料的原子壳层电子和通过传导电子同时屏蔽反应的氢同位素核，总屏蔽势能U_e，sc可以被估计为：

其中屏蔽长度λ_sc由以下通用关系之一给出：

其中λ_TF是通过主体材料的原子壳层电子的修改的Thomas-Fermi屏蔽长度，λ_De,c是通过传导电子的屏蔽长度，并且λ_D是等离子体中的Debye屏蔽长度。

由于屏蔽长度

或

的平方反比与对应的电子数密度成正比，因此等式(65)和(66)的推导类似于等式(46)至(48)的推导，因为在两种情况下都使用电子数密度的总和来贡献总电荷密度，这在屏蔽库仑相互作用电势的静电Poisson等式中。

IV.靶核上的库仑散射

A.通过轻粒子(e^-,e⁺)进行弹性库仑散射

含能入射离子粒子在靶核上的库仑散射是与感兴趣的核聚变反应相关联的主要过程。在大角度散射的条件下，聚变核事件更有可能发生，这会将反应离子带到最接近方法的经典距离，从而成功地隧穿过库仑势垒。然而，小角度的弹性散射在库仑散射相互作用中占主导地位。通常，库仑势垒的电子屏蔽可以显著减少小角度弹性散射，从而增加大角度散射以及对应成功的核聚变事件的概率。本文分析了含能入射离子在靶核上的库仑散射的弹性散射研究，并将其扩展到包括通过等离子体电子以及氘化金属中的传导电子进行的电子屏蔽。还发现，通过含能中性粒子(诸如中子和产生光离解中子的γ-量子)将动能转移(动能加热)至燃料核是最成功的。

相对论性入射离子电子在靶原子(吸收介质)上的库仑散射的特征在于入射离子电子-靶原子微分截面dσ/dΩ|_e-a，其由入射离子电子-靶核微分截面dσ/dΩ|_e-N和入射离子电子-靶轨道电子微分截面dσ/dΩ|_e-e之和乘以Z(靶原子的原子数)来确定。入射离子电子-靶原子微分截面由以下关系式给出：

其中θ是电子散射角，β＝v_e/c(v_e是入射离子电子的速度，并且c是光速)，并且θ_min是原子屏蔽参数，其定义为：

其中，

是约化Planck常数，并且λ_TF是由等式(25)给出的修改的Thomas-Fermi靶原子半径。电子动量p_e由以下关系决定：

其中E_e＝E_e-m_e·c²是入射离子电子的动能(E_e是入射离子电子的总能量，并且m_e是电子质量)。

等式(67)是在等式(63)中给出的Wentzel-Thomas-Fermi屏蔽的库仑原子势(能)的Dirac等式的第一波恩(Born)近似中得出的。

其中λ_TF是等式(64)给出的通过主体材料的原子壳层电子得到的Thomas-Fermi屏蔽长度(原子大小)。

入射离子电子-靶原子弹性散射特征距离D_e-a由以下关系式确定：

其中入射离子电子-靶核特征散射距离D_e-N由下式确定：

其中

并且入射离子电子-靶轨道电子特征散射距离D_e-e由等式(71)给出,Z＝1。

此处，r_e＝e²/m_cc²是电子的经典半径，r_e＝2.82毫微微米(fm)＝2.82x10^-13cm。将等式(72)和D_e-e代入等式(71)，得到：

通过对等式(67)中得到的在靶原子上散射的入射离子电子的微分截面dΩ进行积分，来得到总截面σ_e-a。

其中

由等式(68)给出。利用

的替换，从等式(68)得到σ_e-N的表达式。

针对E_c＝2McV且m_N＝m_d(氘核质量)，σ_e-d的数值如下：

由于

但

可以从弹性入射离子电子-靶核散射过程中的总动量守恒中找到靶核反冲能量：

其中

是靶核反冲动量，

是入射电子的动量，并且

是散射电子的动量。由于在弹性散射

中(由于小角度散射是最可能发生的事件)，因此可以从等式(76)得出：

其中，θ是散射角。对应地，从等式(77)，在等式(69)的帮助下，得出核反冲能量E_N(θ)为：

其中E_e＝E_e-m_cc²是入射离子电子的动能，E_e是入射离子电子的总能量，并且m_e和m_N分别是电子质量和核质量。

在单个弹性入射离子电子-核(靶)碰撞中的平均靶核反冲能量

是通过在dΩ内对E_N(0)求平均得到的：

将

代入等式(79)并取积分得出单个弹性入射离子电子-核(靶)碰撞中平均靶核反冲能量

的表达式：

其中

且β＝v_e/c。针对E_e＝2McV且m_N＝m_d(氘核质量)，单个弹性入射离子电子-靶氘核碰撞中平均靶核反冲能量

的数值如下：

B.重粒子弹性库仑散射(d、p、α)

重入射离子粒子在靶核上的库仑散射的特征在于重入射离子粒子与核的微分截面，利用

的替换由等式(67)给出，其中β_p＝v_p/c，并且：

其中

是入射离子动量，并且m_p和E_p分别是入射离子质量和动能。

入射离子粒子-靶核特征散射距离D_p-N由下式确定：

其中，z_p是入射离子粒子原子序数(针对质子和氘核入射离子，z_p＝1，而针对α入射离子，z_p＝2)，并且Z_N是靶核原子序数。

可以利用

的替换从等式(74)得到单个散射事件的总截面σ_p-N，其中β→β_p＜＜1，这由于重入射离子是非相对论性的：

由于

λ_TF-1.4a0·Z_N-1/3，并且

针对具有E_p＝3MeV和氘核靶核(m_N＝m_d)的非粒子入射离子，σ_p-D(总散射截面)的数值如下：

针对具有E_d＝3McV和氘核靶核(m_N＝m_d)的氘核入射离子，σ_d-D的数值如下：

而针对具有E_d＝10kcV和氘核靶核(m_N＝m_d)的氘核入射离子，σ_d-D的数值如下：

在后半球(π/2≤θ≤π)中散射的相对概率P_sc(π/2≤θ≤π)等于：

针对具有E_d＝3McV和氘核靶核(m_N＝m_d)的氘核入射离子，要通过壳层电子(λ_sc＝λ_TF＝1.4a₀＝7.4×10^-9cm)屏蔽的P_sc(π/2≤0≤π)的数值等于：

P_sc(π/2≤≤0≤π)＝1.57×10^-10 (89)

并且要通过金属传导电子(λ_sc＝λ_De，c＝5×10^-10cm)屏蔽的值等于：

P_sc(π/2≤θ≤π)＝3.45×10^-8 (90)

在等式(90)中的传导电子屏蔽的情况下，屏蔽的库仑势能V_C，sc(r)被定义为与等式(70)中一样，其中λ_TF→λ_sc＝λ_De，c＝5×10^-10cm。

而针对具有E_d＝10kcV和氘核靶核(m_N＝m_d)的氘核入射离子，要通过氘核壳层电子(λ_sc＝λ_TF＝1.4a₀＝7.4×10^-9cm)屏蔽的概率P_sc(π/2≤θ≤π)的数值等于：

P_sc(π/2≤θ≤π)＝4.73×10^-8 (91)

并且，要通过金属传导电子(λ_sc＝λ_De，c＝5×10^-10cm)屏蔽的值等于：

P_sc(π/2≤θ≤π)＝1.04×10^-5 (92)通常，库仑势垒(其中λ_De，c＜＜λ_TF)的深层电子屏蔽可以显著减少小角度弹性散射占主导地位的情况，从而增加大角度散射(从而增加天体物理因子S(E))以及成功核聚变事件的概率。

针对具有E_λ＝3 MeV和氘核靶核(m_N＝m_d)的α入射离子，σ_d-D(总散射截面)的数值如下：

而针对具有E_α＝1McV和氘核靶核(m_N＝m_d)的α入射离子，由于对能量的反依赖性，σ_d-D的数值增加：

σ_α-D＝274.5Mb (94)

可以从弹性入射离子粒子-靶核散射过程中的总动量守恒中找到靶核反冲能量：

其中

是靶核反冲动量，

是入射的入射离子粒子的动量，并且

是散射的入射离子粒子的动量。由于在弹性散射中

(由于小角度散射是最可能发生的事件)，因此可以从等式(95)得出：

其中，θ是散射角。对应地，靶核反冲能量E_N(θ)从等式(96)得出：

其中，

是入射离子粒子的动能。

在单个弹性非相对论性入射离子-靶核碰撞中的平均靶核反冲能量

是通过在dΩ内对E_N(θ)求平均得到的，并且，通过等式(79)，利用

的通常替换，得到：

这是由于

C.在自由氘核上的COMPTON散射

用于电子在氘核上的Compton散射的每单位立体角的微分Klein-Nishina(1929)截面

由标准表达式给出：

其中，r_D是氘核经典半径r_D＝e²/m_Dc²，ε_D＝E_γ/m_Dc²，并且E_γ是光子能量。

通过对等式(99)给出的在dΩ内用于Compton散射的微分截面进行积分来得到总截面

上面的积分产生标准的已知公式：

针对E_γ＝2MeV且m_N＝m_d，

的数值如下：

针对小

表达式

约化为：

针对E_γ＝2MeV且(m_N＝m_d)，借助于等式(103)计算的

的数值几乎与等式(102)中的一样，即：

氘核反冲能量E_D(θ)，其是通过具有能量E_y的γ-量子转移到自由(不受束缚的)氘核的动能，由标准的已知表达式给出：

其中，θ是光子散射角。当E_γ＜＜m_Dc²(即，ε_D＜＜1)时，则等式(105)约化为：

在单个Compton碰撞中的平均靶核反冲能量

是通过在dΩ内用从等式(99)得到的dσ_C/dΩ和从等式(104)得到的E_D(θ)求平均得到的：

上述积分产生了标准的已知表达式：

当ε_D＜＜1(即E_γ＜＜m_Dc²)时，则等式(108)约化为：

针对E_γ＝2MeV且m_N＝m_d，

的数值如下：

在自由电子上进行Compton散射的情况下，当E_γ＝2MeV时，ε_e＝E_γ/m_ec²＝3.914。因此，从等式(108)得出，在(r_D→r_c)的情况下，

针对E_γ，E_γ＝1.022McV，ε_e＝E_γ/m_ec²＝2，并且从等式(108)得出

因此，含能光子将动能转移到燃料核(D)的效率比其他含能轻带电粒子(e^-、e⁺)或含能重带电粒子(p、d、α)高得多。

表III提供了对于各种入射离子在不同入射离子能量下在单个弹性非相对论性入射离子-靶核碰撞中的平均靶核反冲能量

的比较。在表III中，靶始终是氘核(m_N＝m_d)，并且该计算提供了

的数值。

TABLEIII：一些反应的平均氘核反冲能量

因此，可以得出，除非存在增加大角度散射概率的机制(诸如经由离子和电子密度增加而得到的降低的平均自由程)，否则由含能轻带电粒子(e⁺、e^-)或含能重带电粒子(p、d、α)转移动能到燃料核D是非常低效的过程。

V.氘核上的中子弹性散射

由于氘核仅拥有单个(基)能级，因此如果中子的能量低于通过中子对氘核的散裂，则在氘核上的中子散射是一种弹性散射过程(通过中子进行的氘核衰变阈值为

)。在这种情况下，已知的是，中子弹性截面σ_sc(θ_CM)在CM(质心坐标系)中是各向同性的，即：

其中，θ_CM是CM坐标系中的中子散射角，并且σ_sc是总中子弹性截面。实验室坐标系中的散射角θ_lab与θ_CM有关，如下：

其中m_n和m_d分别是中子质量和氘核质量。

由于散射角θ_CM和θ_lab不同，因此CM坐标系和实验室坐标系中的散射粒子的角度分布也不同。然而，CM坐标系中对应立体角dΩ(θ_CM)和实验室坐标系中对应立体角dΩ(θ_lab)的散射粒子数必须相同：

σ_sc(θ_lab)dΩ(θ_lab)＝σ_sc(θ_CM)dΩ(θ_CM) (113)

然而，dΩ(θ_CM)＝2πsinθ_CM且dΩ(θ_lab)＝2πsin(θ_lab)dθ_lab。因此，等式(113)变为：

σ_sc(θ_lab)sin(θ_lab)dθ_lab＝σ_sc(θ_CM)sin(θ_CM)dθ_CM (114)

借助等式(112)，从等式(114)得出，可以通过CM坐标系中散射粒子的对应角度分布来确定实验室坐标系中散射粒子的角度分布，如下：

CM坐标系中的分散中子速度

和实验室坐标系中的分散中子速度

之间的关系由下式给出：

其中，

是CM坐标系速度，并且

是实验室坐标系中的中子速度。对应地，在CM坐标系中的中子速度

和氘核速度

以及在实验室坐标系中的中子速度

和氘核速度

之间的关系如下：

由于在碰撞之后CM坐标系中的中子速度的大小不改变(即

)，因此，借助等式(116)和等式(117)得出：

针对碰撞后的中子动能K′_n和碰撞前的中子动能K_n重写等式(118)得到：

通过以下定义方便地引入新参数α_n：

因此，就新参数α_n而言，等式(119)约化为：

通过等式(121)，本领域技术人员将认识到动能K′_n在以下极限(0＜θ_CM＜π)内：

α_n·K_n≤K′_n≤k_n (122)

根据定义，概率分布P(K_n→K′_n)·dk′_n是具有初始动能K_n的中子在碰撞后将在能隙(K′_n，K′_n+dK′_n)中获得动能的概率。中子在间隔(θ_CM，θ_CM+dθ_CM)中发生散射的概率由下式给出：

其中，σ_sc(θ_CM)是中子微分弹性截面，并且σ_sc是CM坐标系中的总中子弹性截面。显然，它们是相同的概率：

由于要实现dθ_CM＞0→dK′_n＞0，因此提供了概率的正性P(K_n→K′_n)＞0。

通过等式(121)得出：

将等式(125)代入等式(124)得到：

由于中子弹性截面σ_sc(θ_CM)在CM坐标系中是各向同性的，因此将等式(111)中得到的σ_sc(θ_CM)＝σ_sc/4π代入等式(126)得到：

因此，动能概率分布P(k_n1→K′_n)在整个间隔(α_n·K_n≤K′_n≤K_n)内独立于K′。

VI.氘核的弹性碰撞中的中子能量损失

根据定义，弹性碰撞后的平均中子能量

是通过利用等式(127)给出的概率分布P(K_n→K′_n)对

求平均而获得的。:

在弹性碰撞中从中子转移到氘核的平均动能等于

(另请参见等式(120))：

其等于正面碰撞中最大能量转移的一半：

针对氘核靶核上的中子入射离子，其总弹性截面约为以下量级：

σ_sc～3bn(25meV≤K_n≤2MeV) (131)因此，与通过含能轻带电粒子(e⁺、e^-)、含能重带电粒子(p、d、α)、甚或含能光子转移的能量相比，通过含能中子将动能转移到燃料核(D)是最有效的过程。

理论总结

电子屏蔽在带电粒子之间的核聚变事件的整体效率中起关键作用。上面显示，通过中性粒子(诸如含能中子或光子)将动能转移到燃料核(D)的效率远远高于通过含能带电粒子(诸如轻粒子(e^-、e⁺)或重粒子(p、d、α))的效率。为嵌入金属晶格中的高密度冷燃料核中的d-D核聚变反应提供了理论框架，其中一小部分燃料被热中子激活。还建立了电子屏蔽在增加后半球(π/2≤θ≤π)散射的相对概率P_sc(π/2≤θ≤π)方面的重要作用，这是后续发生反应核隧穿的基本要求。这将对应地被反映为天体物理因子S(E)的增加。

还阐明了电子屏蔽势能U_e的概念在计算核截面增强因子f(E)方面的适用性。经证明，靶离子的屏蔽库仑电势是由Vlasov电势确定的，而不是由Debye电势确定的。通常，屏蔽的效应在入射离子的低动能时变得重要。检查针对电子屏蔽晶格势能U_e的解析表达式和渐近表达式的适用范围，该电子屏蔽晶格势能仅针对E＞＞U_e(E是在质心参考坐标系中的能量)有效。经证明，对于E≤U_e，应该针对屏蔽库仑电势直接计算Gamow因子，以避免通过解析公式和渐近公式导致增强因子f(E)的值过高。

实验设置和结果

基于理论分析的结果，选择在氘化金属中高度屏蔽的环境。这种环境的特征是燃料处于非常高的密度状态，并通过壳层电子和传导电子、或者来自光子辐照的外部电离或Compton电子进行有效屏蔽。然后使用热中子启动局部聚变事件，这些中子起源于被2.226MeV能级以上的光子轰击的氘核的光致蜕变。热中子会散射并有效地将其近一半的能量传递给相对较冷的氘核。然后，热氘核能够在高度屏蔽的环境中与附近的冷氘核成大角度散射，从而实现有效的核隧穿和聚变。

该过程与其他聚变过程从根本上不同，在其他聚变过程中，所有燃料核都是热的并且位于弱屏蔽的环境中(例如在Tokamak中)。在这种环境中，小角度非产生性弹性库仑散射将占据主导地位，而隧穿的概率不充分。将两个聚变核之一维持在相对较冷且经过良好屏蔽的条件下提供了高效的大角度散射和后续的隧穿概率。初始聚变事件之后的二次过程包括动力学加热的强化聚变反应、具有³He、³H、α粒子等的传统二次通道、以及与金属晶格核的潜在高含能相互作用，包括Oppenheimer-Phillips剥裂反应。该实验的目的是探索聚变过程，该聚变过程按照经由有效二次反应有利于过程倍增的方式，最佳地利用具有高密度燃料的高电子屏蔽环境。本文所述的实验是在理论分析的指导下进行的。下面描述的实验进一步说明了本发明一些实施例的基本概念，即局部热全局冷燃料、通过在这种特殊情况下通过伽马辐射对氘核的光致蜕变而产生的热中子进行的过程启动和控制、高密度冷燃料、以及通过壳层电子和传导电子以及伽马辐射的等离子体通道的组合所产生的高度屏蔽燃料核。

通过使相对较冷的氘核与由源自轫致辐射光离解的经弹性散射的中子产生的相对较热的氘核(d*)反应，在电子屏蔽的氘化金属晶格中观察到d-D核聚变事件。使氘化材料(例如ErD₃和TiD₂)暴露在2.5到2.9MeV范围的光子能量中导致低于400keV的光离解中子和2.45MeV中子符合D(d,n)³He聚变。附加地，测得TiD₂和ErD₃的中子能量约为4和5MeV，这与来自动力学加热的氘核或其他俘获过程的“增强的”中子一致。

使用校准的铅屏蔽的液体(EJ309)和塑料(Stilbene)闪烁体探测器进行中子能谱分析。数据支持后续的理论分析，预测了在高度屏蔽的环境中的聚变反应和后续反应。这种屏蔽自然是由壳层电子和金属晶格电子以及轫致辐射的Compton散射提供的，从而提供了等离子体通道并进一步增强了屏蔽。

A.电子加速器和总体布局

使用具有射束能量(450keV至3.0MeV)和射束电流(10μA至30mA)的独立控制的高频高压(Dynamitron)电子加速器来进行测试，如图7A的实验反应堆700所示。在图7B中更清楚地示出了铅穴710。直流电加速的电子束经由真空管进入射束室，并利用在靶上方约1m的扫描磁体在制动靶上进行扫描。在当前的测试中，射束以光子模式被操作，使用的是1.2毫米厚的钽制动靶。将玻璃瓶中的样品放在靠近钽制动靶的铝制曝光盘上，并在0.91m的长度上以100Hz的频率扫描电子束的同时进行曝光。图7A和图7B示出了16个样品(总长度为0.46m)和铅穴710的相对位置，铅穴710容纳了中子探测器并且在下面进行描述。图7C是实验反应堆700的放大图720，其图示了20ml样品瓶相对于制动靶的紧密接近(11.2mm的距离)，该制动靶在不锈钢冷却通道中被展向流动的环境温度水冷却。图8示出了实验设置的更一般的架构800，其中电子在线性加速器内被加速，撞击在高Z金属靶上，轫致辐射伽马辐射从高Z金属靶发射以撞击在包括氘化金属的样品上。

B.穴描述

由于强伽马通量，探测器(a)、(b)、(c)放置在具有以下尺寸的厚铅穴710中：前壁：30.5cm(12英寸)；顶壁和侧壁：15.3cm(6英寸)；以及底壁和后壁：10.1cm(4英寸)。从样品中心线到探测器的距离为0.76m。硼酸聚乙烯(B-PE)被用于减少从穴侧面进入的热中子的大通量，以最大程度地减少来自穴壁的反应Pb(n，γ)的伽马信号，从而提高信号质量。顶部、侧面和背面的B-PE厚度为2.5cm，并且穴710的底部的B-PE厚度为2.5cm加上5cm正常高密度标准PE。

C.射束特征

1.光子通量

高Dynamitron射束电流使样品暴露于强光子通量。图9是曲线图900，其提供了在样品顶部为2.9MeV的峰值电子束能量的光子能谱N_γ(E_γ)，该能谱是使用拟合的5项内插公式确定的，电流为450μA(每个样品瓶)：

其中，

是每个入射电子的最大光子能量，并且E_γ是以MeV为单位的光子能量，N_γ(E_γ)的单位为光子/秒/MeV/球面度。使用的常数是c₀＝-3.187×10^-3、c₁＝3.506×10^-3、α₀＝-2.035、α₁＝-3.189×10^-2和β＝6.327×10^-1。峰值光子能量由安装在穴700中的溴化镧(LaBr₃)伽马探测器(c)证实。图9中绘制的光子通量由对图7C所示的几何形状进行建模的蒙特卡洛(Monte Carlo)

分析证实。

2.射束能量测量

通过测量流过线性电阻器堆叠的电流以测量电子加速器上的端电压，来监测射束能量。使用Labview数据采集系统和针对短期瞬变的高速触发示波器来记录射束电压。Dynamitron的射束能量非常稳定(例如2.9MeV±10keV(5σ))。还测量了电流，并且电流稳定在设定点的2.5％(5σ)内。在对Dynamitron进行测试前评估期间，通过将铍暴露在其光离解峰1.76和2.42MeV附近来检查端电压。通过检查中子产生率的一阶和二阶导数的变化，确定光子束能量小于指定设定点的50keV，这与针对所有后续测试使用的射束端电压测量方法一致。

3.光离解中子

当射束在氘核光离解能(2.226MeV)以上工作时，产生了光中子。计算峰值和平均光离解中子能量，如下表IV所示。

表IV：计算得到的光离解中子能量

D.中子探测

1.即发中子探测

如以下表V(A)和表V(B)所示，采用三种不同的中子探测系统。

表V(A)：中子探测仪器详细信息

表V(B)：中子探测仪器详细信息

Eljen-309液体闪烁体和Stilbene单晶探测器被用于探测即发快中子计数和能量。Eljen探测器(直径5厘米x长度10厘米)比Stilbene探测器(直径2.5cm x长度2.5cm)大，对快中子具有更高的灵敏度，从而产生更大的信号。然而，由于独特的单晶材料，与EJ309(0.5MeV阈值)相比，Stilbene可以测量到稍低的能量中子(0.3MeV阈值)。两种探测器都在辐射期间指向标本，并通过30.5cm的前铅壁和周围的穴屏蔽了强伽马射线。经发现，由于其材料和设计，Stilbene探测器表现出更大的光子/中子分辨能力。溴化镧(LaBr₃)伽马探测器也被放置在穴中(靠近后部)，并且被用于测量来自射束和来自铅壁上的热中子俘获的伽马能量，从而引起Pb(n，γ)反应。

通过对束上条件(beam on condition)期间产生的3到8MeV伽马进行计数，来确定与穴相互作用的光子-中子的粗略估计。先前曾指出，为了将穴内的伽马光降低到可接受的水平，将硼酸聚乙烯放置在穴的所有五个侧面上(正面除外)，从而使俘获的热中子最小化，以减少来自Pb(n，γ)的电离辐射。通过在穴周围使用B-PE，可以利用更高的射束电流，从而为加了燃料的发射(shots)增加了过程信噪比，从而达到了精确测量聚变和其他反应中子的目的。

2.即发中子信号后处理

来自Dynamitron射束的高强度一次轫致辐射和二次荧光x射线是对探测器信号进行后处理的最大挑战，即使探测器被屏蔽在铅穴中也是如此。策略是在整个射束曝光过程中使用快速数据采集系统(DAQ)记录所有探测器信号，而不会造成任何信息丢失。针对后处理数据分析，开发了一种基于复杂模型的脉冲形状鉴别(PSD)信号分析程序。

探测器光电倍增管(PMT)信号输出被直接连接到具有500MHz采样率和14位分辨率的CAEN 8通道DT5730台式数字化仪，其非常适合来自有机闪烁体的信号。数字化仪的脉冲处理-(DPP)-PSD固件和控制软件CoMPASS被用于在线信号处理、数据采集监测和波形记录。每个探测器信号在输入通道处被本地触发，并与DPP固件独立记录。数字化仪的通用串行总线(USB)2.0接口允许以最高30MB/s的速度传输数据。在实验期间，监测数据传输速度，并通过增加探测阈值、减少射束电流、减少探测器通道数、或增加屏蔽材料来防止数据溢出。记录了每个信号波形的总共140个样品(280ns长)，用于后处理。

3.能量校准

使用Cs-137、Co-60和Th-232检查源定期校准探测器的脉冲高度谱的能量标度。PMT增益和校准稳定性对于PSD性能、中子能谱展开、以及合并和/或比较单独的实验数据集非常重要。在离线分析期间，使用511keV线路确认(并校正)整个测量过程中的探测器增益稳定性。探测器的中子探测效率由AmBe和Cf-252源的已知能谱确定。对于Stilbene探测器，平均探测器效率经计算约为13％，而对于EJ-309探测器，平均探测器效率约为11％。依赖能量的效率被用于响应矩阵归一化，并且后续被用于探测器展开的中子通量计算。

4.信号过滤和混合PSD方法

使用两阶段过程来处理闪烁体数据。首先，采用多步方法对信号进行滤波，以得到一系列干净的波形。其次，使用混合PSD技术从实质上消除错误的中子计数。去除双峰和错误中子计数的最重要的滤波器是堆积(pile-up)信号拒绝(PUR)。如果在信号的尾部观察到幅度超过主峰8％的小峰(尖峰)，则该信号将被拒绝继续处理。对于高于1MeV的较强信号，拒绝标准被设置为5％。PUR判据不能更严格，因为它是给出PSD信息的延迟二次闪烁体磷光光脉冲。接下来，应用结合了均方根(RMS)方法的低振幅高频噪声滤波器来去除较小的x射线信号(尖峰)和延迟的荧光，这些信号可能会通过堆积拒绝判据。同样，磷光衰减内的连续中子反冲将改变PSD性能。信号均方根(RMS)和基线移位滤波器进一步减少了这类事件。堆积率随射束能量和电流而增加。例如，在2.9MeV和15mA的射束条件下，滤波器会拒绝所有触发信号的约35％(通过65％)。

后续通过混合PSD算法来处理干净的波形。PSD处理还由多步骤方法组成。首先通过具有快速傅立叶变换(FFT)和小波分析的频率梯度方法对信号进行处理。接下来，将每个信号与预定的中子或伽马模板波形进行比较。最后，然后应用电荷积分方法，将“尾部”面积与总面积进行比较，得出PSD参数与电子等效能量的关系，如下面的第III部分(实验结果)所示。

后续将通过那些滤波器的所有信号绘制在PSD谱中。由于高伽马通量，如果PSD参数高于伽马射线波段的8σ阈值，则接受中子脉冲高度谱。因此，“接受”的波形形状可靠地引起中子签名。PUR算法，与中子和伽马PSD参数之间对PSD的8σ约束相结合，实质上消除了中子双命中(混叠)，并且伽马信号被记录为中子。8σ约束还大大减少了快中子计数，但显著提高了整体数据和中子能量测量的保真度。作为参考，产生的峰值光中子小于400keV。这低于Eljen-309阈值，也低于Stilbene的测量能力，这是由于用于确保PSD中的中子与伽马分离的8σ约束窗口所致。

5.中子能量确定

如上所讨论，探测器以电子当量单位校准，所测量的中子脉冲高度谱也是如此。展开探测器响应的步骤包括以下步骤。首先，使用MCNPX-Polimi和MPPost后处理代码生成探测器响应矩阵。随后，利用从橡树岭国家实验室(RSICC)获得的HEPROW计算机代码包(其使用贝叶斯定理和最大熵方法)进行能谱展开。

评估了三种不同的展开代码：GRAVELW、UNFANAW和MIEKEW。进行校准研究，其中在收集数据时将40毫居里(40-mCurie)的AmBe中子源放置在闪烁体探测器附近。当将AmBe展开结果与众所周知的AmBe谱进行比较时，发现在整个能量范围内都具有良好的相关性。使用GRAVELW展开代码发现了最佳相关性，随后将其用于最终报告的结果中。

展开代码的输入文件是实验谱和探测器响应矩阵。响应矩阵是理想的脉冲高度谱，其中单能中子撞击探测器。假设Poisson统计成立，则将中子计数不确定性假设为分配给一个通道中内容的标准不确定性，并且中子计数不确定性是计数数的平方根。还假设不同通道之间不存在相关性。使用MCNP6代码模拟中子穿透穴(铅和B-PE)。出于参考目的，铅穴散射了约80％的传入聚变中子。

E.样品材料和方法

1.样品材料

在该研究中曝光的样品是通过所制备的多批氘化铒或裸(空载)铒或钛金属材料所产生的。下面的表IV提供了所使用的材料、测试发射标识符、发射持续时间、能量和当前设置。在测试发射曝光中，使用了含有5x10²⁴个氘原子的ErD₃(480g，分16个瓶)和TiD₂(216g，为板状和粉末形式)样品。没有将其他氘原子添加到样品中。

表VI：测试发射样品曝光

在表VI中，黑色行指示基线配置，灰色行指示射束能量研究，而白色行指示射束电流研究。请注意，测试发射TS1575和1576是由ErD₃制成的不同样品，并经过曝光以评估其可重复性。这些样品使用由不同材料批次制成并在不同测试日曝光的标本评估了工艺的可重复性，并且结果具有可比性。使用细致的记录来跟踪样品，以实现从材料装载到曝光的管控、以及使用高纯度锗(HPGE)伽马扫描和液体β闪烁体计数进行的后测试分析。

针对每个测试，将样品放入玻璃瓶中，随后放置在距钽制动靶很近的距离处(见图7C)，以使每单位时间每单位面积的通量最大化，以评估以下假设：可以利用氘燃料处于固定质心坐标系的氘化金属晶格中的电离辐射来启动聚变事件。使用适当的压力、温度和时间方案，通过气体加载，使天然丰度的铒(纯度为99％)和钛(纯度为99％)氘化。选择铒进行该研究是因为以下多种原因：(1)ErD₃的铒加载具有很高的燃料数密度(8x10²²个D原子/cm³)；(2)在先前的测试中，铒经由LINAC曝光显示出增强的核反应；(3)铒金属在炉子D加载和测试之间维持较高的氘核化学计量；(4)铒(Z＝68)提供了中等范围的金属晶格屏蔽，而没有过多的金属晶格相互作用，从而减少了聚变反应。

还将钛曝光于类似的条件下，以检查较高的燃料数密度(1x10²³个D原子/cm³)和较低的原子质量(Z＝22)(约为Er的正核电荷的1/3)的影响，这也有助于减少金属晶格屏蔽电子。从气体加载之前到之后的样品质量变化(精度±5％)被用于确定样品材料的D加载。注意，使用99.999％的超高纯度气体对样品进行氘化。尽管在曝光期间将小瓶密封，但将空气用作覆盖气体。

2.个案对照方法

利用了个案对照方法，其中对加有燃料和未加燃料的样品进行了相同的测试，以分离出燃料作为唯一的实验变量。为了在ErD₃和TiD₂之间保持一致，曝光等量的燃料(5x10²⁴个D原子)。在16个样品瓶中分别曝光了480g ErD₃或216g TiD₂。对于未加燃料的情况，曝光的裸Er和裸Ti的质量相当。如下面的结果所示，在未加燃料的发射中，在宇宙发生背景上有一些中子活动。该活动被认为是由暴露于直接或间接伽马辐照的Dynamitron中各种标准水冷通道中天然存在的氘(153ppm)的屏蔽反应引起的。作为参考，制动靶冷却通道包含1.6x10²²个D原子，而扫描仪侧冷却通道包含1.2x10²²个D原子。

III.实验结果

A.脉冲形状鉴别谱

图10A提供了示例脉冲形状鉴别(PSD)图1000，其将PSD参数与记录在TS1576 ErD₃的探测器(EJ309 HV)中的电子当量能量相关，射束条件为2.9MeV、15mA，6小时曝光。应该注意的是，图10A包括椭圆，椭圆图示了标称能量范围(范围1和2)，对应于PSD图的计数，当展开时，它们会导致第III(B)部分中讨论的标称2.45MeV和4MeV中子能量。如“中子探测”部分所述，使用8σ约束窗口来确保中子与伽马的分离。在8σ分隔线上方出现的数据点被肯定地算作中子，而不是伽马。

B.加有燃料的结果与未加燃料的结果的比较

如上所述，遵循个例对照方法，其中在单独的曝光中将ErD₃(加有燃料)样品和Er-裸(未加燃料)样品曝光，并使所有其他实验参数(包括样品材料类型和质量、射束能量和电流、射束下的样品放置、探测器放置和穴配置)保持不变。图10B是曲线图1010，其呈现了探测器计数(使用前面提到的过程过滤后的PMT计数)中针对TS1576(加了燃料的，上面的黑线)和TS589(未加燃料的，下面的黑灰线)的EJ309探测器结果与电子能量当量单位(keVee)。峰右边的小尖峰全部来自加有燃料的结果。图10C是呈现了在用HEBROW算法展开之前的净计数(TS1576(加燃料的)减去TS589(未加燃料的))的比较的图，并且示出了与两个相关比较个例的结果。出于参考的目的，模拟结果按以下比例缩放：每个中子2.45MeV能谱按比例放大了17000，4MeV中子能谱按比例放大了6000，以大致匹配实验曲线下的面积。这6小时的数据显示，在加有燃料的曝光期间，探测器计数明显更高。

在模拟中，具有2.45MeV或4MeV的中子能量(E_n)的单色中子源被用作EJ-309探测器的MCNPX-Polimi模型的输入。聚变能量中子产生了以主峰为中心的模拟探测器能谱。针对4MeV中子的探测器计数具有更宽的能量响应，并且与更高的能量测量计数相关。注意，ErD₃在0至800keVee范围内的曲线形状与Lang先前的结果非常相似，Lang使用类似的闪烁体/PSD方法来测量针对35-DD-W-S NSD/Gradel Fusion d-D聚变中子发生器的中子能量。

C.中子能谱和可重复性

利用先前描述的用于探测器建模和中子能量展开的方法，将“净”(加燃料减去未加燃料)PSD数据转换成中子能谱。图11A-图11C的曲线图1100、1110、1120呈现出显示了针对两个单独ErD₃测试样品的6小时聚集数据所测量的中子能谱的数据。图11A-图11C示出了以下的证据：(1)聚变中子产生(全部)；(2)具有大于聚变能量的中子(EJ309)；以及(3)工艺的可重复性。不确定性条表示3σ。聚变能量中子计数按比例缩放到样品位置。使用EJ309，TS1575每秒1.5x10³个中子计数和TS1576每秒1.6x10³个中子计数，而使用Stilbene探测器，每秒14x10³个中子计数。应该注意，Stilbene探测器表现出更好的伽马/中子分离，因此，在后处理期间丢弃的真实中子更少，导致更高的中子计数率。

图11A是针对TS1575的，而图11B是针对TS1576的。两者都经过了背景和未加燃料曝光的校正。HEBROW展开算法结合了固有的探测器效率。展开的中子能谱显示出许多有趣的特征，包括多个2.45、4和更小程度的5MeV中子能量主峰、以及一个明显的4.2MeV肩峰。测得的中子能量非常接近，指示了工艺可重复性。图10C示出了使用固态Stilbene探测器测量的TS1575的中子能谱，示出了标称的2.45-MeV聚变中子峰，其在探测器的校准范围内。更高的能量峰值出现在探测器的非线性范围内，在此未呈现。

D.替代材料曝光：氘化钛

图12的曲线图1200示出了，针对“净”(加燃料的(TS611-612)减去未加燃料的(TS631))PSD数据，使用EJ309探测器的TiD₂的中子能谱。展开的中子能谱显示出许多有趣的特征，包括多个2.45MeV(聚变能量)、4MeV和更小程度的5MeV中子能量主峰、以及一个明显的4.2MeV肩峰。注意，针对TiD₂的注量聚变能量中子峰(～2.45MeV)比ErD₃高约30％，这也考虑了曝光时间。

E.氘化钛与氘化铒中的比较中子产生

聚变能量中子：比较TiD₂和ErD₃的综合聚变中子计数，人们发现TiD₂产生的中子比ErD₃多1.31倍。经回顾，聚变反应速率与D燃料数密度平方(n²)成正比。TiD₂的数密度(1x10²³D/cm³)比ErD₃(0.8x10²³D/cm³)略高。对数密度的比率进行平方运算，人们期望测量到针对TiD₂的聚变中子比针对ErD₃的聚变中子约多1.56倍。公认的是，如果TiD₂的数密度仅仅是略低(0.92x10²³与1x10²³D/cm³)，则可以解释为很小的差异。

更高能量中子(～4MeV)：与TiD₂相比，针对ErD₃测得的～4MeV中子的计数更高。这种总体趋势将在于偏好更高Z普通金属的屏蔽Oppenheimer-Phillips反应的对齐。然而，由于同时有其他因素在起作用(即中子能量增强)，因此进行更多的研究可能有助于理解针对TiD₂和ErD₃发现的4MeV中子产生的差异。

F.测量不确定性

图11A-图11C和图12中的中子能谱的不确定性条是基于探测器能量分辨率和展开算法的综合效应而被确定的。中子能量不确定性(水平能带)是用微扰法确定的。首先，通过检查探测器对标准检查源(Cs-137和Co-60)建立的伽马峰的响应，来确定电子当量单位的标准偏差，上述对探测器的检查是通过拟合产生σ～50keVee的高斯分布来进行的。为了获得标绘的3σ，在展开之前，原始能谱被“偏移”+150keVee或–150keVee，对应于EJ309探测器能量分辨率的±3σ(或，针对分辨率稍高的Stilbene探测器，±120keVee)。一旦展开，针对正和负的展开能谱确定中子能量峰的位移(例如2.4MeV下的聚变中子峰)。

如图所示，该扰动分析导致偏向较低能量的稍微不对称的中子能量不确定能带。注量不确定性(垂直能带)使用GRAVEL展开方法使用±３σ来确定。注意，为清楚起见，不确定性条形图仅针对选定数据点被绘制在图中。

IV.讨论

A.聚变和快中子的证据

1.聚变中子

如图11A-图11C所示，存在对应于主要聚变中子以及可能由后续聚变反应产生的中子的多个不同的峰。上面在理论部分中讨论的对氘核进行中子加热的动力学推导被用于计算由加热的燃料引起的中子能量范围。参见下面的表VII。

表VII：计算得到的对氘燃料的动力学加热所产生的中子能量

2.9MeV下的轫致辐射产生平均中子能量为0.145MeV的光中子。然后中子-氘核反冲会产生平均能量为0.064MeV的热氘核。给定如上所述的增强屏蔽，热氘核可以与冷氘核聚变。(n，³He)反冲产物的分离角(0°到180°)离开2.2至2.76MeV的中子。这种能量扩散，再加上仪器的半峰全宽(FWHM)，解释了中子峰变宽的部分原因。第二代聚变中子加热氘核(n，d*)，使中子能量从1.72到4.45MeV。这些能量将副峰和肩峰的跨度限制在4到4.2MeV之间，如图11A和图11B所示。

2.探测聚变中子的效率

从聚变中子被产生直到在探测器中对它们进行计数为止，存在多种损失机制。下面的表VIII(A)和表VIII(B)列出了影响测量聚变(2.45MeV)中子计数的探测器效率的因素，其中绝对探测器效率等于所有列的乘积。

表VIII(A)：影响探测器效率的因素

表VIII(B)：影响探测器效率的更多因素

如上所述，这些因素包括探测器本征效率、三个数据后处理因素、穴因素(即穿过穴的中子)和几何因素。数据后处理因素考虑了滤波器、模板匹配和8σ截断的影响。最后一列列出了绝对探测器效率，其是针对EJ-309和Stilbene的上述因素的乘积。基于这些分析，每产生1x10⁶个聚变能量中子，就会探测并报告以下数字：EJ-309～7个中子；stilbene～2个中子。

3.其他增强的核反应

图11A-图11C和图12示出了具有～4和～5MeV能量的中子的明显峰的证据。4MeV峰看起来很尖锐，可能表明发生了独特的核反应，而不是简单的由热燃料反应产生的能量增强(然后是(n，d*)或(d*，n))。检查图10(a)，这些更高能量中子对应于～1000至1500keVee范围内的PSD计数。为了确认这些计数不是由与周围材料的强(n,γ)反应引起的，在此能量范围内检查了LaBr₃能谱，发现该能谱单调递减而没有结构，这可能引起到中子通道的伽马泄漏。

在高度氘化的金属晶格(其提供了壳层和晶格屏蔽，耦合有来自伽马辐射的时间等离子体丝)中，可以看到发生了其他过程(例如在高度屏蔽环境中的Oppenheimer-Phillips剥裂过程)，在这些过程中，快中子被弹出，并且质子与金属核发生聚变。上面的理论部分计算出了非常大的增强因子，在给定¹⁶⁶Er壳层和光子诱导的等离子体屏蔽的情况下，约比裸露截面大10¹³的量级。因此，50至60keV的氘核可能会与晶格原子发生反应。

下面的表IX呈现了与候选主体金属同位素的候选反应。

表IX：导致快中子发射的与普通金属的可能反应

表IX还提供了针对各种“入射离子”粒子所产生的中子能量，其产物能量与D(d*,p*)T或D(d*,n*)³He一致。针对铒，可以发现，多种反应可能会产生4-MeV中子(例如¹⁶⁶Er(d,n)¹⁶⁷Tm或¹⁶⁶Er(³He,n)¹⁶⁸Yb)或5-MeV中子(例如¹⁷⁰Er(d,n)¹⁷¹Tm或¹⁶⁸Er(³He,n)¹⁷⁰Yb)。对于钛，4-MeV中子可能来自⁴⁶Ti(d,n)⁴⁷V，而5-MeV中子可能来自⁴⁷Ti(d,n)⁴⁸V。表IX还表明产物是否稳定，并且，如果不稳定，则给出衰变半衰期。后测HPGE伽马扫描期间将看不到稳定的同位素，也看不到半衰期更长的同位素。除了经由中子俘获获得的同位素之外，后曝光HPGE伽马分析未发现同位素。

基于以上观察，可以发现在高度屏蔽的环境中同时发生了主要的d-D聚变和Oppenheimer-Phillips剥裂过程。这些含能中子的证据表明，正在与含能产物(n*、p*、t*、³He*)发生吸引人的核过程，这可能引起后续的核过程。

B.实验氘核加热与出版作品的比较

Mori用氘化的聚苯乙烯球进行了直接驱动ICF实验。参见Mori等人发表在核聚变57 116031(2017)的“Fast heating of fuel assembled in a spherical deuteratedpolystyrene shell target by counter-irradiating tailored laser pulsesdelivered by a HAMA 1Hz ICF driver”。利用三阶脉冲，Mori观察到氘核加热已经发生。沿轴(0°)和偏轴(90°)进行的详细飞行时间(time-of-flight)中子测量同时指示了聚变能量(90°)和具有大于聚变能量的中子。尽管Mori未对此进行强调，但在他的作品有证据表明，即使在“同轴”情况下，也有2.45-MeV中子。类似地，在1.8MeV处的峰可以是已通过氘核加热被“冷却”的中子的示例。有证据表明中子在4MeV范围内。在Mori看来，标称4-MeV峰显示出相对较宽的基数，似乎与氘核加热所产生的增强型中子一致，能量范围与表VIII中的能量范围一致。然而，注意，图11A中的4-MeV峰急剧上升，这表明存在主要反应，诸如Oppenheimer-Phillips剥裂过程，与表VIII中的候选反应一致。

C.测得计算和理论计算的比较

1.d-D聚变速率，计算

使用本文概述的理论方法，来确定以下条件下的d-D聚变速率的估计值：针对16个小瓶中的每一个，2.9-MeV射束能量和450μA电流。使用以下步骤在Mathematica中执行计算：(1)使用具有2.9-MeV端点的五项β函数近似，来计算从0到2.9MeV的轫致辐射能谱(能谱请参见图9)；(2)计算光中子能谱；(3)确定所得氘核能谱(根据这些计算，应注意，平均光中子能为145keV，平均热氘核能为64keV)；以及(4)利用壳层和等离子体屏蔽，来确定每个小瓶每秒的d-D反应数。在每秒的d-D反应总数中，一半会经由D(d,n)³He产生中子，另一半会经由D(d,n)T产生质子。利用壳层和等离子体屏蔽，屏蔽长度λsc＝4.16×10^-10cm，针对所有16个样品，计算总反应速率为每秒1.2×10³个中子。应该注意，计算不包括上述任何后续过程，此时也不包括所有理论上的考虑。

2.d-D聚变速率，实验的

经由EJ-309探测器，针对TS1575，缩放至样品位置的聚变能量中子计数被确定为每秒1.5±0.3x10³个中子，针对TS1576，被确定为每秒1.6±0.3×10³个中子，表明了工艺可重复性。这些值是通过按比例缩放在聚变能量范围(标称值为2.0到2.6MeV)中积分的中子计数来获得的，以说明影响测量中子计数的探测器灵敏度的探测器因素，如表VII所述。针对所有16个样品瓶测得的聚变通道能量的中子速率与计算值的比较是有利的。

实验结论

如上所述，经证明，在致密燃料环境中对局部聚变速率进行有效电子屏蔽可以导致反应速率显著增加。基于上述理论分析，可以利用中子来有效地加热主要反应和后续反应中的氘核，而经过良好屏蔽的冷靶燃料可以通过壳层、传导和等离子体电子提供屏蔽，从而引起通过特征聚变能量中子测量的d-D反应。该聚变循环在金属晶格内部以高燃料密度执行，以实现与主体金属核的后续反应以及其他二次过程。

更具体地，使氘化材料，包括ErD₃和TiD₂，暴露于轫致辐射光子能量(≤2.9MeV)同时会引起光离解能量中子、和其能量与D(d,n)³He聚变反应一致的中子。此外，证明了工艺可重复性。上面还标识出了聚变反应所需的多种关键成分。氘化金属呈现出独特的环境，具有高燃料密度(10²²至10²³个原子/cm³)，这通过壳层和晶格电子屏蔽进一步增加了聚变反应的概率，从而降低了d-D聚变势垒。

使氘化燃料暴露于高光子通量会在冷D-燃料附近产生局部等离子体条件。这种附加的屏蔽进一步增加了库仑势垒透明度，并进一步增强了聚变反应速率。在这些实验中，氘核首先被光中子加热(针对2.9MeV的射束能量，光中子的平均能量为145keV)以启动聚变。然而，其他中子源也将提供必要的氘核动能。理论部分的计算表明，电子和光子都不会单独赋予足够的氘核动能来启动可测量的d-D反应。

中子能谱学揭示了d-D 2.45-MeV聚变中子和发生的其他过程。数据还表明，有意义的屏蔽使带电反应产物(热d*或3He*)与主体金属发生相互作用。这些相互作用可以产生～4MeV和～5MeV中子，其中Oppenheimer-Phillips剥裂过程发生在强屏蔽环境中。因此，一些实施例证明，在氘核燃料处于固定质心坐标系的情况下，在高度氘化的金属中产生增强型核反应的能力。该过程消除了将氘核燃料加速到靶中的需要，这对各种实际应用具有影响。

医学同位素

医学同位素是许多现代医学诊断技术和程序的关键方面。放射性同位素的产生技术包括各种中子活化和产生机制，以产生特定衰变链的同位素，以及从源材料和也作为活化/产生过程一部分产生的任何辅助产物中分离所需同位素的技术。源的活化通常通过核反应堆中的中子活化来完成，也可以通过使用含能光子、电子、质子、α粒子以及来自专门设计用于加速这些粒子的各种机器中的其他粒子来完成。多种配置的靶(流体和固体均可)都会受到影响，并且由于这些影响，一部分原始靶物质(无论是同位素的还是元素的)都发生了嬗变。活化后靶的化学后处理导致所需放射性同位素的分离。

由于已经改进了生产过程中使用的机械，因此，针对大多数同位素，已经设计和重新设计了特定于同位素的系统，常常是多于一个的系统。由于医学研究是一个不断变化的领域，因此感兴趣的同位素的数量有所不同，并且在一些情况下，新的同位素产生技术的发展会影响该同位素在医疗程序中的使用。除其他应用外，各种放射性同位素可以用于治疗癌症和其他医疗状况，提供有关各种器官机能的诊断信息，并对医疗设备进行灭菌。下面的表X和表XI分别列出了同位素、半衰期以及传统生产的反应堆和回旋加速器放射性同位素的用途。

表X：反应堆产生的放射性同位素

表XI：回旋加速器产生的放射性同位素

铯、金和钌的放射性同位素也被用于近距离放射治疗。

(*)表示⁹⁹Mo和^99mTc的重要性(亚稳的)。⁹⁹Mo及其产物^99mTc可以说是最重要的传统放射性同位素，因为^99mTc被用于80％以上的诊断核医学成像。⁹⁹Mo是迄今为止使用最广泛的同位素，并且在过去十年中一直是许多竞争性生产技术的重点。

较新的同位素研究正在针对⁹⁹Mo添加不同且更复杂的生产技术。对于全球医疗机构目前使用的大约40种同位素，也存在类似情况。线性加速器(LINAC)生产作为一项新技术也正处于开发中。

然而，在已知存在或理论上可能的数百种(如果没有数千种)同位素中，传统上只有几十种可用于现代医学。这将治疗局限于这些同位素的特定特征上。而且，许多这些同位素的供应有限和/或难以获得。此外，必须生产某些医学同位素并将其迅速输送到医疗机构才能有效。例如，⁹⁹Mo通常是核反应堆中²³⁵U裂变的副产物，其半衰期为66小时。因此，必须迅速分离和处理⁹⁹Mo，因为每66小时就会损失一半的供应。附加地，一旦从⁹⁹Mo生成^99mTc，每6个小时就会损失一半的供应。因此，需要大量的基础设施、后勤资源和协调以及费用，才能及时输送^99mTc，以有助于成像应用。许多其他放射性同位素的半衰期甚至更短，并且衰减得如此之快，以至于在医学上不切实际。

然而，如上所述，线性加速器(LINAC)可以被用于支持深层屏蔽的聚变。许多医院都有LINAC，在晚上很少使用。因此，尽管医院可以购买另一台LINAC专用，但许多医院已经拥有该机器而无需进一步投资。

可以在晶格内产生靶医学同位素，晶格本身可以是要被嬗变的材料。后续可以使用其他化学方式来纯化医学同位素。例如，“钼牛(moly cow)”可被用于纯化^99mTc。

通过使用医院的LINAC在现场产生医学同位素，可以实现多种益处。例如，由于LINAC的有用的工作时间增加，因此其价值增加。而且，半衰期相对较短的医学同位素，诸如⁹⁹Mo和^99mTc，其半衰期分别为66小时和6小时。这样降低了生产和运输成本、以及在运输过程中各种人员暴露于辐射的风险。附加地，可能不再需要进行化学分离以获得感兴趣的放射性同位素。此外，可以产生和利用某些放射性同位素，诸如可以被用来治疗癌症的半衰期在几分钟量级的α发射体。传统上，这是极不可行或不可能的。

图13是图示了根据本发明实施例的深层屏蔽聚变反应过程的流程图1300。该过程始于在1310中形成能够与嵌入式核燃料(诸如氘或氚)核形成固体基质的金属晶格。在1320中，通过经由壳层电子、传导电子和/或等离子电子(即光子)屏蔽燃料，来增加库仑势垒透明性。然后在1330中，用高能中子轰击氘化或氚化的金属晶格。高能中子可以由LINAC、放射性元素或两者提供。高能中子与核燃料核被弹性地散射，从而加热燃料核。一些核隧道屏蔽了冷热燃料核聚变。核聚变还会生成热中子，这些中子也会与冷燃料核被弹性散射，从而加热核。核隧道屏蔽的燃料核聚变，或者备选地，经过Oppenheimer-Phillips反应，使屏蔽的热燃料核与金属晶格核发生反应。可选地，可以包括附加材料，以反射逸出反应体积的中子，诸如铍、用于参与核反应的材料(诸如氘化锂)等。

在一些实施例中，诸如对于医学同位素生产，反应本身的产物可以是该过程的最终结果。然而，在一些实施例中，如步骤1340中那样，由反应生成的热量被用来做功。例如，该热量可以被用来驱动发电机并产生电力和/或温暖系统。在一些实施例中，可以通过在1350中调节由x射线设备和/或LINAC产生的x射线和/或伽马射线的量来控制反应速率。

图14是图示了根据本发明实施例的用于局部热但全局冷核聚变的过程1400的流程图。该过程始于在1410中在低于1电子伏特(eV)的能量下提供冷深层屏蔽燃料，该冷深层屏蔽燃料增强核隧穿。在1420中引入氘化锂(LiD)作为添加剂，以参与锂蜕变后的反应。在1430中，提供中子反射层、外壳、参与的可裂变材料或其任何组合。参与的可裂变材料可以包括但不限于，氘化或氚化的裂变锕系元素(例如UD₃)，以参与初始氘核蜕变后的裂变反应。可以提供这些来反射或慢化热中子以支持进一步的核反应，或两者均可。

在一些实施例中，深层屏蔽燃料包括氘化和/或氚化金属晶格。在一些实施例中，氘化和/或氚化金属晶格包括锂、硼、铍、一种或多种高Z金属或其任何组合。在一些实施例中，氘化和/或氚化金属晶格包括待嬗变成医学同位素的元素。在一些实施例中，氘化和/或氚化金属晶格包括钼，并且医学同位素包括锝-99m。在一些实施例中，氘化和/或氚化金属晶格包括能够与具有在keV范围内的动能的氘核进行Oppenheimer-Phillips反应的元素。在一些实施例中，氘化和/或氚化金属晶格包括放射性材料。在一些实施例中，深层屏蔽燃料包括⁷Li，并且用至少3MeV的能量来产生含能中子，导致直接产生中子团。中子团参与与深层屏蔽燃料的进一步核反应。

在1440中，用足以在深层屏蔽燃料内产生等离子体通道的γ-量子和/或含能电子束电离辐射来辐照深层屏蔽燃料。等离子体在深层屏蔽核燃料中的相邻核之间产生高度屏蔽条件。在1450中，使深层屏蔽燃料经受从靶燃料粒子散射出来的1keV或更高的能量的热含能中子，从而将含能中子的一部分动能传递给靶粒子并在深层屏蔽燃料内引起局部核聚变。在一些实施例中，步骤1440和1450可以同时发生。

在一些实施例中，通过利用诸如Pb-108(γ,n)或U-238(γ,n)之类的过程从一个或多个同位素进行辐照(其中γ>9MeV)、使用伽马辐照对深层屏蔽燃料中的氘核燃料核进行光致蜕变，通过初始聚变后发生的反应或来自热中子散射的其他核反应、通过二次裂变过程或其任何组合，来产生热含能中子。在某些实施例中，在深层屏蔽燃料中经历局部核聚变的部分原子占总燃料体积的10⁹或更小。在一些实施例中，在包括深层屏蔽燃料的总体积中的核反应的总速率为每秒每立方厘米至少10⁹次反应，但小于每秒每立方厘米10¹⁶次反应。

在1460中，通过调节x射线设备、LINAC或两者产生的x射线和/或伽马射线的通量，来控制核反应速率。核反应速率可以足够低，能使局部核聚变所生成的能量通过传导、对流、辐射或其任何组合而充分分散在深层屏蔽燃料的外部，能使金属晶格自我修复和重氘化，能使氘化材料维持化学组成，或者能使燃料保持在气态、液态或固态。然后，在1470中，由核反应生成的热量被用来做功，诸如经由发电机产生电力。

图15是图示了根据本发明实施例的聚变反应系统1500的架构图。系统1500包括用于产生光中子并提供电离源的x射线设备1510和LINAC 1520。然而，在许多实施例中，将仅包括这些设备之一。

x射线设备1510和LINAC 1520分别用x射线和伽马射线轰击深层屏蔽的氘化和/或氚化燃料靶1530。在一些实施例中，燃料1530包括可裂变材料。燃料1540位于钽制动靶1540上。对深层屏蔽的氘化和/或氚化燃料靶1530进行x射线和伽马射线照射会引起聚变反应，从而产生热量。该热量被发电机1550用来产生电力(例如通过加热水、产生蒸汽并使用蒸汽来使发电机转动)。计算系统1560(例如图17的计算系统1700)控制x射线设备1510和LINAC1520的操作。

图16是图示了根据本发明实施例的基于聚变的反应系统1600的架构图。系统1600包括x射线设备和/或LINAC 1610，其向反应堆体积1620提供热中子和/或光子辐照，该反应堆体积1620被反射和/或慢化外壳1630围绕。反应堆体积1620容纳可裂变材料1640、氘化金属1650(例如除了LiD之外的材料)和氘化锂1660。向反应堆体积1620提供热中子和/或光子辐照会导致可裂变材料1640、氘化金属1650和氘化锂1660参与上述核反应。备选地，系统1600可以被设计为仅具有能够与氘燃料(例如UD₃)形成固溶体的可裂变材料1640、除了氘化金属1650之外仅具有可裂变材料1640、除了氘化金属1650之外还具有LiD 1660、除了能够与氘燃料形成固溶体的可裂变材料1640之外还具有LiD 1660、或者具有可裂变材料1640、氘化金属1650和LiD 1660的任何其他组合，而不背离本发明的范围。

图17是图示了根据本发明实施例的被配置为控制核反应速率的计算系统1700的框图。在一些实施例中，计算系统1700可以是被配置为控制聚变反应堆的控制系统。计算系统1700包括总线1705或者用于传送信息的其他通信机构和耦合至总线1705以用于处理信息的(多个)处理器1710。(多个)处理器1710可以是任何类型的通用或专用处理器，包括中央处理单元(CPU)或专用集成电路(ASIC)。(多个)处理器1710还可以具有多个处理核心，并且至少一些核心可以被配置为执行特定功能。在一些实施例中，可以使用多并行处理。计算系统1700还包括用于存储将由(多个)处理器1710执行的信息和指令的存储器1715。存储器1715可以包括以下的任何组合：随机存取存储器(RAM)、只读存储器(ROM)、闪存、高速缓存、静态存储装置(诸如磁盘或光盘)、或任何其他类型的非瞬态计算机可读介质或其组合。附加地，计算系统1700包括通信设备1720，诸如收发器和天线，以无线地提供对通信网络的访问。

非易失性计算机可读介质可以是可以被(多个)处理器1710访问的任何可用介质，并且可以包括易失性介质和/或非易失性介质。介质可以是可移除和/或不可移除介质。

(多个)处理器1710还经由总线1705耦合到显示器1725，诸如液晶显示器(LCD)，用于向用户显示信息。键盘1730和诸如计算机鼠标之类的光标控制设备1735还耦合至总线1705，以使用户能够与计算系统接口连接。然而，在某些实施例中，诸如用于移动计算实现的实施例，可能不存在物理键盘和鼠标，并且用户可以仅通过显示器1725和/或触摸板(未示出)与设备交互。输入设备的任何类型和组合都可以被用作设计选择。

存储器1715存储软件模块，该软件模块在被(多个)处理器1710执行时提供功能性。模块包括用于计算系统1700的操作系统1740。模块还包括被配置为控制核反应速率的核反应控制模块1745。计算系统1700可以包括一个或多个附加功能模块1750，附加功能模块1750包括附加功能性。

本领域技术人员要了解，“系统”可以被实施为嵌入式计算系统、个人计算机、服务器、控制台、个人数字助理(PDA)、手机、平板计算设备、或任何其他合适的计算设备、或设备的组合。将上述功能呈现为由“系统”执行并不旨在以任何方式限制本发明的范围，而是旨在提供本发明的许多实施例的一个示例。实际上，本文公开的方法、系统和装置可以以与包括云计算系统在内的计算技术一致的本地化和分布式形式来实现。

应该注意，在本说明书中描述的一些系统特征已经被作为模块呈现，以便更具体地强调它们的实现独立性。例如，模块可以被实现为硬件电路，该硬件电路包括定制超大规模集成(VLSI)电路或门阵列、现成的半导体(诸如逻辑芯片)、晶体管或其他分立组件。模块也可以被实现在可编程硬件设备中，诸如现场可编程门阵列、可编程阵列逻辑、可编程逻辑设备、图形处理单元等。

模块也可以被至少部分地实现在软件中以便由各种类型的处理器执行。例如，所标识的可执行代码单元可以包括一个或者多个物理的或者逻辑的计算机指令块，这些计算机指令块可以被组织成对象、过程、或者功能。虽然如此，但所标识的模块的可执行文件不需要在物理上位于一处，而是可以包括存储在不同位置中的迥然不同的指令，这些指令在被从逻辑上结合起来时包括该组件并且实现了该组件的既定目的。此外，模块可以存储在计算机可读介质上，该计算机可读介质可以是例如硬盘驱动器、闪存设备、RAM、磁带或用于存储数据的任何其他这种介质。

事实上，可执行代码的模块可以是单个指令、或者许多指令，并且甚至可以分布在多个不同的代码段上、分布在不同的程序之间、以及分布在多个存储器设备中。相似地，在本文中，操作数据可以被标识和图示在模块内，并且可以被体现为任何合适的形式并且组织在任何合适类型的数据结构内。操作数据可以作为单个数据集收集，或者可以分布在包括不同存储设备的不同位置上，并且可以至少部分地仅作为系统或网络上的电子信号存在。

容易理解的是，如本文的附图中总体上描述和图示的，本发明的各个实施例的组件可以以各种不同的配置来布置和设计。因此，如附图所示，对本发明的实施例的详细描述并非旨在限制所要求保护的本发明的范围，而仅是本发明的所选实施例的代表。

在整个说明书中描述的本发明的特征、结构或特点可以在一个或多个实施例中以任何合适的方式组合。例如，贯穿本说明书，对“某些实施例”、“一些实施例”或者类似语言的引用是指结合该实施例描述的特定特征、结构或特点被包括在至少一个实施例中。因此，贯穿本说明书，短语“在某些实施例中”、“在一些实施例中”、“在其他实施例中”或其他类似语言的出现不一定指的是同一组实施例，并且所描述的特征、结构或特点可以按照任何合适的方式被组合在一个或多个实施例中。

应该注意，在整个说明书中对特征、优点或类似语言的引用并不意味着可以用本发明实现的所有特征和优点应该在或就在本发明的任何单个实施例中。相反，提及特征和优点的语言应被理解为是指结合实施例描述的特定特征、优点或特点被包括在本发明的至少一个实施例中。因此，在整个说明书中对特征和优点的讨论以及类似的语言可以但不一定指代相同的实施例。

此外，在一个或多个实施例中，可以以任何合适的方式组合所描述的特征、优点和特点。相关领域的技术人员将认识到，可以在没有特定实施例的一个或多个特定特征或优点的情况下实施本发明。在其他情况下，在某些实施例中可以认识到可能并非在本发明的所有实施例中都存在的附加特征和优点。

本领域普通技术人员将容易理解的是，可以利用不同顺序的步骤和/或以与所公开的配置不同的配置的硬件元件来实践如上所述的本发明。因此，尽管已经基于这些优选实施例描述了本发明，但是对于本领域技术人员明显的是，在不脱离本发明的精神和范围的情况下，某些修改、变型和替代构造将是明显的。因此，为了确定本发明的范围和界限，应该参考所附的权利要求。

Claims (27)

1.一种用于局部热但全局冷的核聚变的方法，包括：

提供处在低于1电子伏特(eV)的能量的冷深层屏蔽燃料，所述冷深层屏蔽燃料增强核隧穿；以及

使所述深层屏蔽燃料经受从靶燃料粒子散射出来的、处在1keV或更高的能量的热含能中子，从而将所述含能中子的一部分动能传递给所述靶粒子并在所述深层屏蔽燃料源内引起局部核聚变。

2.根据权利要求1所述的方法，还包括：

用足以在所述深层屏蔽燃料内产生等离子体通道的γ-量子和/或含能电子束电离辐射来辐照所述深层屏蔽燃料，进一步利用相邻核燃料核中的冷的至少一个核来在所述核燃料中的所述相邻核之间产生深层屏蔽条件。

3.根据权利要求1所述的方法，其中

所述深层屏蔽燃料包括金属晶格内的氘化氢同位素、加压氘、或液态氘。

4.根据权利要求1所述的方法，其中所述热含能中子是通过以下而被产生的：来自一种或多种放射性同位素的辐照、使用伽马辐照对所述深层屏蔽燃料中的氘核燃料核进行的光致蜕变、通过来自所述深层屏蔽燃料中热中子散射的反应、通过二次裂变过程、或其任何组合。

5.根据权利要求4所述的方法，其中在所述深层屏蔽燃料内反应的原子的速率足够低，能使所述局部核聚变所生成的能量通过传导、对流、辐射或其任何组合而充分分散在所述深层屏蔽燃料的外部，能使所述金属晶格自我修复和重氘化，能使所述氘化材料维持化学组成，或者能使所述深层屏蔽燃料保持在气态、液态或固态。

6.根据权利要求1所述的方法，其中在包括所述深层屏蔽燃料的总体积中的核反应的总速率为每秒每立方厘米至少10⁹次反应，但小于每秒每立方厘米10¹⁶次反应。

7.根据权利要求1所述的方法，其中所述深层屏蔽燃料的原子的每秒经历局部核聚变的一部分为总燃料体积的10^-9或更少。

8.根据权利要求1所述的方法，其中所述含能中子是经由含能光子对所述深层屏蔽燃料进行的光致蜕变而被提供的，直接由放射性元素提供，或两者，所述含能光子由线性加速器(LINAC)提供，并且所述方法还包括：

经由计算系统控制所述LINAC以提供期望能级处的期望光子通量，插入所述放射性元素以提供热中子到所述深层屏蔽燃料中和/或所述深层屏蔽燃料附近，或两者，以提供过程控制和启动。

9.根据权利要求1所述的方法，其中

所述深层屏蔽燃料包括氘化金属、氚化金属、或两者，并且

所述氘化和/或氚化金属包括锂、硼、铍、一种或多种高Z金属、可裂变材料、或其任何组合。

10.根据权利要求9所述的方法，其中所述氘化和/或氚化金属晶格包括能够与具有在keV范围内的动能的氘核进行奥本海默-菲利普斯反应的元素。

11.根据权利要求9所述的方法，还包括：

将氘化锂(LiD)作为添加剂引入所述深层屏蔽燃料中，以参与锂蜕变后的反应。

12.根据权利要求1所述的方法，其中

所述深层屏蔽燃料包括氘化和/或氚化金属晶格，并且

所述氘化和/或氚化金属晶格包括待嬗变成医学同位素的元素。

13.根据权利要求12所述的方法，其中

所述氘化和/或氚化金属晶格包括钼，并且

所述医学同位素包括锝-99m。

14.根据权利要求1所述的方法，还包括：

通过调节由x射线设备、线性加速器(LINAC)或两者产生的x射线和/或伽马射线的通量，来控制核反应速率。

15.根据权利要求1所述的方法，还包括：

使用在所述深层屏蔽燃料中核反应生成的热量来进行工作。

16.根据权利要求1所述的方法，还包括：

提供中子反射层、外壳、参与的可裂变材料、或其任何组合，以反射或慢化热中子、以支持进一步的核反应、或两者。

17.根据权利要求1所述的方法，其中所述深层屏蔽燃料包括氘化和/或氚化金属晶格，所述氘化和/或氚化金属晶格附加地包括能够进行裂变反应的放射性材料。

18.根据权利要求1所述的方法，其中

所述深层屏蔽燃料包括⁷Li，并且

用至少3MeV的能量来产生所述含能中子，导致直接产生中子团，所述中子团参与与所述深层屏蔽燃料的进一步核反应。

19.一种用于局部热但全局冷的核聚变的方法，包括：

用足以在深层屏蔽燃料内产生等离子体通道的γ-量子和/或含能电子束电离辐射来辐照所述深层屏蔽燃料，进一步利用相邻核燃料核中的冷的至少一个核来在所述深层屏蔽核燃料中的所述相邻核之间产生深层屏蔽条件；

经由来自一种或多种放射性同位素的辐照、使用伽马辐照对所述深层屏蔽燃料中的氘核燃料核进行的光致蜕变、通过来自所述深层屏蔽燃料中热中子散射的反应、通过二次裂变过程、或其任何组合，产生处在1keV或更高的能量的热含能中子；以及

使所述深层屏蔽燃料经受从靶燃料粒子散射出来的所述热含能中子，从而将所述含能中子的一部分动能传递给所述靶粒子并在所述深层屏蔽燃料内引起局部核聚变。

20.根据权利要求19的方法，其中

所述深层屏蔽燃料包括金属晶格内的氘化和/或氚化氢同位素。

21.根据权利要求19所述的方法，其中在所述深层屏蔽燃料内反应的原子的速率足够低，能使所述局部核聚变所生成的能量通过传导、对流、辐射或其任何组合而充分分散在所述深层屏蔽燃料的外部，能使所述金属晶格自我修复和重氘化，能使所述氘化材料维持化学组成，或者能使所述深层屏蔽燃料保持在气态、液态或固态。

22.根据权利要求19所述的方法，其中所述含能中子是经由含能光子对所述深层屏蔽燃料进行的光致蜕变而被提供的、直接从放射性元素被提供、或两者，所述含能光子由线性加速器(LINAC)提供，并且所述方法还包括：

控制所述LINAC以提供期望能级处的期望光子通量，插入所述放射性元素以提供热中子到所述深层屏蔽燃料中和/或所述深层屏蔽燃料附近，或两者，以提供过程控制和启动。

23.根据权利要求19所述的方法，其中

所述深层屏蔽燃料包括氘化和/或氚化金属晶格，并且

所述氘化和/或氚化金属晶格包括锂、硼、铍、一种或多种高Z金属、或其任何组合。

24.根据权利要求23所述的方法，其中

所述氘化和/或氚化金属晶格包括待嬗变成医学同位素的元素。

25.根据权利要求19所述的方法，还包括：

通过调节由x射线设备、线性加速器(LINAC)或两者产生的x射线和/或伽马射线的通量，来控制核反应速率。

26.根据权利要求19所述的方法，还包括：

提供中子反射层、外壳、参与的可裂变材料、或其任何组合，以反射或慢化热中子、以支持进一步的核反应、或两者。

27.一种方法，包括：

提供处在低于1电子伏特(eV)的能量的冷深层屏蔽燃料，所述冷深层屏蔽燃料增强核隧穿，所述深层屏蔽燃料包括氘化和/或氚化金属晶格；

提供中子反射层、外壳、参与的可裂变材料、或其任何组合，以反射或慢化热中子、以支持进一步的核反应、或两者；

用足以在所述深层屏蔽燃料内产生等离子体通道的γ-量子和/或含能电子束电离辐射来辐照所述深层屏蔽燃料，进一步利用相邻核燃料核中的冷的至少一个核来在所述深层屏蔽核燃料中的所述相邻核之间产生深层屏蔽条件；

使所述深层屏蔽燃料经受从靶燃料粒子散射出来的、处在1keV或更高的能量的热含能中子，从而将所述含能中子的一部分动能传递给所述靶粒子并在所述深层屏蔽燃料内引起局部核聚变；以及

通过调节由x射线设备、线性加速器(LINAC)或两者产生的x射线和/或伽马射线的通量，来控制核反应速率，其中

所述核反应速率足够低，能使所述局部核聚变所生成的能量通过传导、对流、辐射或其任何组合而充分分散在所述深层屏蔽燃料的外部，能使所述金属晶格自我修复和重氘化，能使所述氘化材料维持化学组成，或者能使所述深层屏蔽燃料保持在气态、液态或固态。

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