CN1954391B - 形成稠密高温等离子体的稳定态的方法 - Google Patents

Abstract

提出了一种形成稠密高温等离子体包括用于受控聚变的等离子体的稳定态的方法，该方法包括：在脉冲强电流放电中产生稠密高温等离子体，然后以对应于具有带能谱的电子的引力发射条件的参数从磁场区中注入等离子体，以及随后沿着谱进行能量转移(级联跃迁)到长波长区(具有eV能量)，这导致等离子体中引力发射的锁定和放大的状态同时压缩到流体静力平衡的状态，通过使用多电子原子作为工作气体组分中必要元素，以便猝熄在固有引力场中电子从基态能级(keV区)的自发引力发射。

Description

形成稠密高温等离子体的稳定态的方法

技术领域

本发明涉及形成可用于例如受控聚变的稠密高温等离子体的稳定态的方法。 

背景技术

与实现可应用于核聚变目的的稠密高温等离子体的稳定态相关的技术的现有状态可以定义为使用装置中的磁场的等离子体的形成和约束的阶段，使得可能实现跟这种方法不同的要求权利的方法的单独技术，即实现稠密高温等离子体的稳定态的方法。在这个方面，要求权利的方法没有接近的类似物。 

大电流脉冲放电在技术现状中是已知的，借助于充满工作气体(0.5-10mm Hg压力的氘、氢、氘-氚混合物或0.01-0.1mm Hg压力的惰性气体)的圆柱形放电室(其端面用作电极)来形成它。然后，通过气体实施强大电容器电池的放电，将20-40kV的电压提供给阳极，并且形成放电时的电流达到大约1MA。在实验(LukyanovS.Yu“热等离子体和受控聚变”，Moscow，Atomizdat，1975(Russian))中观察到过程的第一阶段，即等离子体由于当前磁场压缩到轴上，当前通道直径减小大约10倍，并且在放电轴(z箍缩)上形成明亮炽热的等离子体柱。在过程的第二阶段中，观察到当前通道不稳定性(纽结、螺旋扰动等)的快速发展。 

这些不稳定性的增强发生得非常快，并导致等离子体柱的退化(等离子体射流喷发、放电不连续性等)，使得放电寿命被限制于10’”s量级的值。由于这个原因，证实了在线箍缩中实现劳森准则nτ＞10¹⁴cm^-3s，其中n是等离子体浓度，τ是放电寿命所定义的核聚变的条件是不现实的。 

当诱发方位电流的外部纵向磁场施加到圆柱形放电室时，在Θ箍缩中发生类似情形。 

磁阱是已知的，能够将高温等离子体长时间约束在有限体积内(但不足以发生核聚变)(参见Artsimovich L.A.，“闭域等离子体配置”，Moscow，Atomizdat，1969(Russian))。存在两个主要类型的磁阱：闭域的和开域的。 

磁阱是能够将高温等离子体足够长时间地约束在有限体积内的并在Artsimovich L.A.，“闭域等离子体配置”，Moscow，Atomizdat，1969中描述的器件。 

各种修改(Lukyanov S.Yu.，“热等离子体和CNU”，Moscow，Atomizdat，1975(Russian))中的托卡马克、球马克和仿星器类型的装置属于闭域类型的磁阱(实现受控核聚变(CNU)的条件的愿望寄托在这上面很长时间)。 

在托卡马克类型的装置中，在每个等离子体中激发出产生磁力线的旋转变换的环电流。球马克表示在等离子体内产生环向磁场的紧密圆环面。在仿星器中实现不在等离子体中激发环向电流而实施磁力线的旋转变换(Volkov E.D.等人的“仿星器”，Moscow，Nauka，1983(Russian))。 

具有线性几何的开域类型磁阱是：磁瓶、双极阱、气体动力学类型阱(Ryutov D.D.，“开域阱”，Uspekhi Fizicheskikh Nauk，1988，vol.154，p.565)。 

不管开域类型和闭域类型的所有设计差异，它们都基于一个原理：通过等离子体外部边界处气体运动学等离子体压力和磁场压力的相等来获得磁场中等离子体的流体静力平衡状态。这些阱的真正差异源自没有正结果。 

当使用等离子体聚焦装置(PF)时(就是这样称呼放电的)，获得稠密高温(通常是氘)等离子体的非静止束(该束也称作“等离子体聚焦”)。PF属于箍缩的类别并在具有特殊设计的放电室的轴上电流壳层累积的区域中形成。结果，与直接箍缩形成对照，等离子体  聚焦获得非圆柱形状(论文集“等离子体物理和受控热核反应”，卷4，Moscow，Izdatel’stvo AN SSSR，1958(Russian)中Petrov D.P.等人“具有导电壁的室中的强脉冲气体放电”)。 

跟由室端面执行电极功能的线箍缩装置不同，在PF中由室体担任阴极的角色，结果等离子体束获得漏斗的形式(从而装置的名称)。使用跟圆柱形箍缩相同的工作参数，在PF装置中可获得具有更高温度、密度和更长寿命的等离子体，但跟线箍缩中的情况相同，随后不稳定性的发展破坏放电(Burtsev B.A.等人“高温等离子体形成”选自：Itogi Nauki i Tekhniki，“等离子体物理”系列，vol.2，Moscow，Izdatel’stvo AN SSSR，1981(Russian))，并且实际上不能获得等离子体的稳定态。 

在具有同轴电极配置的气体放电室中也获得高温等离子体的非静止束(使用具有同轴等离子体注入器的装置)。在1961年J.Mather授权这种类型的第一个装置(Mather J.W.，“高密度氘等离子体聚焦的形成”，Phys.Fluids，1965，vol.8，p 366)。该装置被进一步开发(特别地，参见(J.Brzosko等人Phys.Let.A.，192(1994)，P.250，Phys.Let.A.，155(1991)，p.162))。该开发的基本要素是使用掺杂多电子原子的工作气体。由于圆柱形室的同轴配置获得了等离子注入这种装置中，其中将担当阳极的内室放置成在几何上低于作为阴极的外室。在J.Brzosko的著作中指出当氢中掺杂多电子原子时，等离子体束的产生效率增加。但是，在这些装置中不稳定性的发展也基本限制了等离子体寿命。结果，该寿命小于获得核聚变反应的稳定过程的条件所需的寿命。使用确定的设计特征，特别地使用圆锥形同轴电极(M.P.Kozlov和A.I.Morozov(Eds.)，“等离子体加速器和离子枪”，Moscow，Nauka，1984(Russian)，这种装置已经是等离子体注入装置。在上面指出的装置(具有同轴圆柱形电极的装置)中，在直到等离子体衰变的所有阶段中等离子体保持在磁场区域中，虽然发生等离子体注入到电极间空间中。在等离子体的纯净形式注入中可观察到具有圆锥形同轴电极的装置中的电极间  空间。等离子体注入器的应用领域被认为是辅助具有随后应用的等离子体注入(例如，为了托卡马克类型装置、激光器装置等中的额外的功率泵浦)，这又不是在脉冲模式中而是在准静止模式中限制这些装置的使用。 

因此，基于使用磁场的等离子体约束的技术的现有状态不能解决在进行核聚变反应所需的时段期间约束稠密高温等离子体的问题，但有效地解决将等离子体加热到可进行这些反应的状态的问题。 

发明内容

作者提出上述问题的解决方法，可通过本领域已知的装置(设备)的新组合以及使用它们的组合(早先考虑的参数)来获得，该解决方法不仅在此之前没被使用过，而且在技术现状中没被提出或假定过，并且在涉及有效实施本发明的部分以及一组权利要求中进一步详细地描述该解决方法。 

因此，本发明涉及形成稠密高温等离子体的稳定态的方法，该方法包括下面步骤： 

a)借助于脉冲强电流放电从氢及其同位素中产生稠密高温等离子体； 

b)以与具有带能谱的电子的引力发射条件相对应的参数从磁场区域中注入等离子体； 

c)沿着谱的能量转移； 

通过进入eV能量长波长区域的级联跃迁到引力发射的锁定和放大的状态，并且同时压缩到流体静力平衡的状态来执行能量转移(步骤c)，并且在所述状态的形成中，在工作气体的组成中的多电子原子用于猝熄固有引力场中KeV区域电子从基态能级的自发引力发射。 

在获得稠密高温等离子体的稳定态的本发明实施方案中，使用氢和多电子原子，例如氪、氙和其他同系元素(氖，氩)是优选的。 

在本发明另一种优选实施方案中，为了实现进行核聚变反应的  条件使用氢和碳，其中碳既用于猝熄具有keV能量的重力发射谱也用作聚变反应催化剂。 

被要求权利的方法提供形成稠密高温等离子体的稳定态的方案，该方案包括供给工作气体的装置、放电室、放电电路、形成稳定等离子体束的室。 

如果有必要时，可以给方案的所述块的每个安装适当的测量装置。 

通过具有圆锥形同轴电极的多电荷离子上的脉冲强电流磁压缩放电的电路图来说明本发明，其中： 

1.将工作气体供给到内电极(2)和外电极(3)之间的间隙中的快动阀； 

2.外电极； 

3.具有接近于圆锥形的收窄表面的内电极； 

4.防止混合物进入压缩区中的分流器通道； 

5.放电电路； 

6.使用磁场的压缩区； 

7.归因于出射等离子体射流的流出的压缩以及由于发射引力场的随后压缩的区域。 

具体实施方式

申请中使用的术语和定义 

定义“稠密高温等离子体的稳定态”表示当磁场的压力或者在当前情况中发射引力场的压力使气体动力学压力平衡时等离子体的流体静力平衡的状态。 

定义“稠密高温等离子体”表示具有密度n_C，n_i＝(10²³～10²⁵)m^-3以及温度T_c，T_i＝(10⁷～10⁸)K的下限值的等离子体。 

定义“对应于电子的引力发射的等离子参数”(具有带发射谱)表示处于上面指示的压力和温度范围的参数。 

定义“等离子体中飞行发射的锁定”表示当发射频率和电子朗缪  尔频率相等时等离子体中的引力发射的状态。在当前情况中由于两个原因发生发射的锁定： 

-作为进入长波长区的级联跃迁的结果的沿着谱到长波长区的能量转移，获得发射频率(10¹³～10¹⁴)，使得等离子体朗缪尔频率等于电子的频率，这是锁定等离子体中的引力发射的条件； 

-当激发电子的能量转移到具有相应能级的离子导致它电离时通过多电子原子猝熄基态能级的电子的自发引力发射。 

定义“引力发射的放大”表示当锁定引力发射时发生的放大，因为已经实现了锁定条件，等离子中保留的引力发射连同重量场的总能量的连续发射被锁定在等离子体中。 

为了更好理解发明，下面给出在提出的方法中发生的高温等离子体形成的描述，以及形成它们的作为流体静力平衡状态的稳定态的方法的描述。在下文中给出的一组权利要求中要求权利的具有带谱的电子的引力发射的条件、激发等离子体中的引力发射的条件，以及归因于级联跃迁的锁定和放大被公开。 

1.跟电磁发射的相同能级的发射一样的具有带谱的电子的引力发射。 

对于描述固有引力场中电子定态的带谱的所关注的数学模型，两个方面具有重要性。首先，在爱因斯坦场方程中κ是使时空几何性质与物质分布关联的常数，使得方程的原点不关联κ值的数字限制。只是要求遵守牛顿的经典引力理论导致小的值κ＝8πG/c⁴，其中G，c分别是牛顿引力常数和光速。这种要求是根据作为牛顿引力理论的相对论性概括的爱因斯坦广义相对论(GTR)的基本概念得出的。第二，相对论的引力方程的最一般形式是具有Λ项的方程。极限过渡到弱场导致方程： 

ΔΦ＝-4πρG+Λc²

其中Φ是场标量势，ρ是源密度。该环境最终对忽略Λ项至关重要，因为只有在该情况中GTR是经典引力理论的概括。因此，在  GTR方程中数字值κ＝8πG/c⁴和Λ＝0不关联方程的原点，而是仅根据GTR与经典理论一致得出。 

从70年代向前，在量子领域中G的数字值与量子力学原理不一致是显而易见的(Siravam C.和Sinha K.，Phys.Res.51(1997)112)。在许多论文(Siravam C.和Sinha K.，Phys.Res.51(1997)112)中(还包括Fisenko S.等人的Phys.Lett.A，148，7，9(1990)405)显示在量子领域中耦合常数K(K≈10⁴⁰)是可接受的。因此，量子水平上相对论方程概括的问题的本质可以概述为：这种概括必须匹配量子和经典领域中的引力常数的数字值。 

在这些结果的发展中，作为爱因斯坦场方程的微观层次近似，基于下面的假设提出了模型： 

“具有质量m₀的基本粒子的局域中的引力场的特征在于导致粒子在其固有引力场中的定态的引力常数K和常数Λ的值，并且这种粒子定态是具有牛顿引力常数G的引力场的源”。 

引力理论中的最一般方法是考虑扭曲并将引力场视为作用于其他基本场的相等项的规范场(Ivanenko等人的规范引力理论，Moscow，MGU出版社，1985(Russian))。这种方法缺乏先验性，在微观水平上没有给出约束。对于具有质量m₀的基本自旋源，根据采用的假设描述固有引力场中其状态的这组方程将具有下面的形式： 

$R_{\mathrm{\μv}}=\frac{1}{2}{g}_{\mathrm{\μv}}R=-\mathrm{\κ}\{T_{\mathrm{\μv}}\left(E_n\right)-{\mathrm{\μg}}_{\mathrm{\μv}}+(g_{\mathrm{\μv}}{S}_a{S}^a-S_{\mathrm{\μ}}{S}_v)\}---\left(2\right)$

R(K，Λ，E_n，r_n)＝R(G，E′_n，r_n)(3) 

$R_{\mathrm{\μv}}-\frac{1}{2}{g}_{\mathrm{\μv}}R=-{\mathrm{\κ}}^{\′}{T}_v\left(E_n^{\′}\right)---\left(5\right)$

贯穿论文的正文使用下面符号：κ＝8πK/c⁴，κ’＝8πG/c⁴，E_n是具有常数K，Λ＝κμ的固有引力场中定态的能量，r_n是满足固有引力场中平衡n态的坐标r的值， 

κ₀是维度常数， 

是与扭曲无关的自旋耦合协变导数，E′_n是具有质量m_n的粒子的能量状态(摆脱场或在外部场中)，由具有常数G的固有引力场中的波  函数Ψ’来描述。其余的符号在引力理论中通常被采用。 

方程(1)至(5)描述固有引力场中粒子的平衡状态(定态)并定义由满足平衡状态的常数K表征的场的局域。这些定态是具有常数G的源，并且条件(3)使解跟引力常数K和G匹配。提出的模式在物理方面与量子力学原理一致，并且在平衡状态指定的某个完全确定距离上具有常数K和Λ的引力场变换为具有常数G并在弱场限度下满足泊松方程的场。 

首先，这组方程(1)至(5)对于定态的问题，即自身引力场中基本源的能量谱计算的问题是有用的。在这种情况中，使用电动力学特别是库仑场中电子定态的问题的类推是合理的。从薛定谔方程到克莱因-高登相对论方程的变换允许考虑库仑场中电子能谱的精细结构，然而到狄拉克方程的变换允许考虑与自旋-轨道相互作用相关的相对论精细结构和能级分裂。使用该类推和方程(1)的形式，可以推断没有 

项的该方程的解给出跟精细结构类似的谱(类似于相对论的情况和取消主量子数简并)。如在Siravam C.和Sinha K.，Phys.Res.51(1979)112中解释的，考虑 

项类似于考虑泡利方程中的 项。后者蕴含考虑扭曲时定态问题的解将给出具有相对论精细结构和考虑自旋-扭曲相互作用引起的能量状态分裂的总能态谱。与规范引力理论完全一致的该事实使我们可以相信关于量子领域中引力场性质的上述假设在一般情况下仅与具有扭曲的引力场有关。 

解决该问题的复杂性迫使我们利用更简单的近似，也就是相对论的精细结构近似中的能谱计算。在该近似中，固有引力场中基本源的定态的问题很好地简化成解下面的方程： 

$f^{\′\′}+(\frac{v^{\′}-{\mathrm{\λ}}^{\′}}{2}+\frac{2}{r})f^{\′}+e^{\mathrm{\λ}}(K_n^2{e}^{-v}-K_0^2-\frac{l(l+1)}{r^2})f=0---\left(6\right)$

${-e}^{-\mathrm{\λ}}(\frac{1}{r^2}-\frac{{\mathrm{\λ}}^{\′}}{r})+\frac{1}{r^2}+\mathrm{\Λ}=\mathrm{\β}(2l+1)\left\{f^2\right[e^{-\mathrm{\λ}}{K}_n^2+K_0^2+\frac{l(l+1)}{r^2}]+f^{\′2}{e}^{-\mathrm{\λ}}\}---\left(7\right)$

${-e}^{-\mathrm{\λ}}(\frac{1}{r^2}+\frac{v^{\′}}{r})+\frac{1}{r^2}+\mathrm{\Λ}=\mathrm{\β}(2l+1)\left\{f^2\right[K_0^2-K_n^2{e}^{-v}+\frac{l(l+1)}{r^2}]-e^{\mathrm{\λ}}{f}^{\′\′2}\}---\left(8\right)$

${\{-\frac{1}{2}(v^{\′\′}+v^{\′2})-(v^{\′}+{\mathrm{\λ}}^{\′})(\frac{v^{\′}}{4}+\frac{1}{r})+\frac{1}{r^2}(1+e^{\mathrm{\λ}})\}}_{r=r_n}=0---\left(9\right)$

f(0)＝常数＜＜∞(10) 

f(r_n)＝0(11) 

λ(0)＝v(0)＝0(12) 

$\underset{0}{\overset{r_n}{\∫}}{f}^2{r}^2\mathrm{dr}=1---\left(13\right)$

方程(6)～(8)根据方程(14)～(15)得出： 

$\{-g^{\mathrm{\μv}}\frac{\∂}{{\∂x}_{\mathrm{\μ}}}\frac{\∂}{{\∂x}_v}+g^{\mathrm{\μv}}{\mathrm{\Γ}}_{\mathrm{\μv}}^{\mathrm{\α}}\frac{\∂}{\∂x_{\mathrm{\α}}}-K_0^2\}\mathrm{\Ψ}=0---\left(14\right)$

$R_{\mathrm{\μv}}-\frac{1}{2}{g}_{\mathrm{\μv}}R=-\mathrm{\κ}(T_{\mathrm{\μv}}-\mathrm{\μ}{g}_{\mathrm{\μv}})---\left(15\right)$

将 形式的Ψ代入它们并且以下面表达式所定义的间隔进行中心对称场中的特定计算(Landau L.D.，LifshitzE.M.，场理论，Moscow，Nauka Publishers，1976)。 

在上面使用下面的符号：f_m是描述具有确定能量E和轨道动量l的状态的径向波函数(下文中省略下标El)，Y_lm(θ， 

)是球函数， 

条件(9)定义r_n，同时方程(10)至(12)分别是函数f的边界条件和归一化条件。在一般情况中条件(9)具有R(K，r_n)＝R(G，r_n)的形式。忽略具有常数G的固有引力场，我们可以将该条件写成等式(9)实际对应的R(k，r_n)＝0。 

基于复标量场的能量-动量张量的一般表达式计算方程(7)～(8)的右手边： 

$T_{\mathrm{\μv}}={\mathrm{\Ψ}}_{,\mathrm{\μ}}^{+}{\mathrm{\Ψ}}_{,v}+{\mathrm{\Ψ}}_{,v}^{+}{\mathrm{\Ψ}}_{,\mathrm{\μ}}-({\mathrm{\Ψ}}_{,\mathrm{\μ}}^{+}{\mathrm{\Ψ}}^{,\mathrm{\μ}}-K_0^2{\mathrm{\Ψ}}^{+}\mathrm{\Ψ})---\left(17\right)$

在将 代入到(17)中之后通过应用球函数的字符标识在索引m上求和获得适当分量T_μv(Warshalovich D.A.等人的角动量的量子理论，Leningrad，Nauka出版，1975(Russian))。 

即使在最简单的近似中，固有引力场中基本源的定态的问题也是复杂的数学问题。如果我们局限在仅估算能谱，那么将变得简单些。可以用许多方法将方程(6)简化下面的方程(E.Kamke，Differentialgleichungen， und Leizig，1959)。 

f′＝fP(r)+Q(r)z    z′＝fF(r)+S(r)z    (18) 

该变换蕴含着P，Q，F，S的特定选择，使得满足条件： 

P+S+Q’/Q+g＝0，FQ+P’+P²+Pg+h＝0(19) 

其中g和h对应于以f”+gf’+hf＝Q的形式书写的方程(6)。特别地，用如下书写的P，Q，F，S满足条件(19)： 

Q＝1，P＝S＝-g/2， $F=\frac{1}{2}{g}^{\′}+\frac{1}{4}{g}^2-h---\left(20\right)$

方程组(18)的解将是下面的函数：(E.Kamke，Differentialgleichungen， und  

Leizig，1959)： 

f＝Cρ(r)sinθ(r)，z＝Cρ(r)cosθ(r)(21) 

其中C是任意常数，θ(r)是下面方程的解： 

θ’＝Qcos2θ+(P-S)sinθcosθ-Fsin²θ(22) 

并且ρ(r)从下面公式得到： 

$\mathrm{\ρ}\left(r\right)=\exp \underset{0}{\overset{r}{\∫}}[P{\sin }^2\mathrm{\θ}+(Q+F)\sin \mathrm{\θ}\cos \mathrm{\θ}+S{\cos }^2\mathrm{\θ}]\mathrm{dr}---\left(23\right)$

在该情况中，极坐标中解的表示形式使得可以确定函数f(r)的零在r＝r_n处，并且对应值θ＝nπ(n是整数)。作为v，λ最简单的近似之一，我们选择以下依赖性： 

$e^v=e^{-\mathrm{\λ}}=1-\frac{{\tilde{r}}_n}{r+C_1}+\mathrm{\Λ}{(r-C_2)}^2+C_{3}r---\left(24\right)$

其中 

$C_1=\frac{{\tilde{r}}_n}{\mathrm{\Λ}{r}^2},$ C₂＝r_n， $C_3=\frac{{\tilde{r}}_n}{r_n(r_n+C_1)}$

早期，采用K的估计值为K≈1.7×10²⁹Nm²kg^-2。如果我们假设电  子静止质量m₁的观测值是它在固有引力场中的地定态中的质量，那么m₀＝4m₁/3。从维度考虑，它满足由表达式 

＝0.17×10⁶×1.6×10^-19J定义的界态中的能量，其中r₁是经典电子半径。这导致后来采用的估计值K≈5.1×10³¹Nm²kg^-2。不同方法获得的估计值K的差异是完全可容许的，尤其这样，因为它们的特征不是灾难性的。从条件即μ是电子能量密度可得到：μ＝1.1×10³⁰J/m³，Λ＝κμ＝4.4×10²⁹m^-2。从(22)(考虑f(r)的方程)可得到： 

$2^{\mathrm{\θ}\′}=(1-\stackrel{\‾}{F})+(1+\stackrel{\‾}{F})\cos 2\mathrm{\θ}\≈(1-\stackrel{\‾}{F})---\left(25\right)$

其中 

$\stackrel{\‾}{F}=\frac{1}{2}{\stackrel{\‾}{g}}^{\′}+\frac{1}{4}{\stackrel{\‾}{g}}^2-\stackrel{\‾}{h},\stackrel{\‾}{g}=r_n(\frac{2}{r}+\frac{(v^{\′}-{\mathrm{\λ}}^{-})}{2}),\stackrel{\‾}{h}=r_n^2{e}^{-\mathrm{\λ}}(K_n^2{e}^{-v}-K_0^2-\frac{l(l+1)}{r^2})$

方程(25)的积分和代入θ＝πn，r＝r_n给出K_n和r_n之间的关系： 

$-2\mathrm{\πn}=-\frac{7}{4}-\frac{r_n{K}_n^3}{{\mathrm{\Λ}}^2}\underset{i=1}{\overset{3}{\mathrm{\Σ}}}\left\{A_i\right[\frac{{(r_n-{\mathrm{\α}}_i)}^2}{2}-2{\mathrm{\α}}_i(r_n+{\mathrm{\α}}_i)+\frac{{\mathrm{\α}}_i^3}{(r_n+{\mathrm{\α}}_i)}+2C_1(r_n+{\mathrm{\α}}_i)+$

$+{2C}_1\frac{{\mathrm{\α}}_i^2}{r_n+{\mathrm{\α}}_i}+\frac{C_2^2{\mathrm{\α}}_i}{r_n+{\mathrm{\α}}_i}]+B_i[(r_n+{\mathrm{\α}}_i)+{\mathrm{\α}}_i^2\frac{1}{r_n+{\mathrm{\α}}_i}+\frac{2C_1{\mathrm{\α}}_i}{r_n+{\mathrm{\α}}_i}-\frac{C_2^2}{r_n+{\mathrm{\α}}_i}\left]\right\}+$

$+\frac{K_0^2{r}_n}{{\mathrm{\Λ}}^2}\underset{i=1}{\overset{3}{\mathrm{\Σ}}}{A}_i^{\′}(r_n+{\mathrm{\α}}_i)+\frac{r_{n}l(l+1)}{\mathrm{\Λ}}[d_1{r}_n-\frac{C_1{d}_2}{r_n}+\underset{i=1}{\overset{3}{\mathrm{\Σ}}}{\mathrm{\α}}_i(r_n+{\mathrm{\α}}_i)]----\left(26\right)$

$-\frac{K_n^2{r}_n}{{\mathrm{\Λ}}^2}\left\{\underset{i=1}{\overset{3}{\mathrm{\Σ}}}\right[2{\mathrm{\α}}_i^2{A}_i-2{\mathrm{\α}}_i{B}_i-4C_1{A}_i{\mathrm{\α}}_i+2C_1{B}_i+C_2^2{A}_i+\frac{K_0^2\mathrm{\Λ}{A}_i^{\′}}{K_n^2}({\mathrm{\α}}_i-C_1)-$

$-r_n^2\mathrm{\Λl}(l+1){\mathrm{\α}}_i(C_1-{\mathrm{\α}}_i)]\ln (r_n+{\mathrm{\α}}_i)-r_n{\mathrm{\Λ}}^{-1}l(l+1)(d_2+C_1{d}_1)\ln r_n\}$

进入方程(26)的系数是需要积分的多项式展开的简分数，其中α_l～K_n，d₂～A_i～r_n ^-5，B_i～r_n ^-4，A’_i～r_n ^-2，a_i～r_n ^-4，d₁～r_n ^-4。为了从(26)中消去r_n，存在条件(9)(或者对于所使用的近似等价于它的条件exp v(K，r_n)＝1)，但是它的直接使用将使得已很麻烦的表达式更加复杂化。同时容易注意到r_n～10^-3r_nc，其中r_nc是质量为m_n的粒子的康普顿波长，因此r_n～10^-3K_n ^-1。关系(26)本质上相当近似的，但是不考虑近似的准确性，它的实用性蕴含着作为在发生场和粒子的相互补偿动作的r≤r_n的范围内粒子与其自身引力场的自相互作用的结果的能谱的存在。l＝0并考虑r_n和K_n之间的关系时，近似解(26)具有下面的形式： 

E_n＝E₀(1+αe^-βn)^-1(27) 

其中α＝1.65，β＝1.60。 

将关系(27)具体化，源自电子静止质量的观测值是固有引力场中的地定态的质量值的假设，通过K和Λ数字值的精确定义给出函数的精确零的值r₁＝2.82×10^-15m，K_l＝0.41×10¹²m^-1。 

所以，所提供的电子的数字估计显示在其具有K～10³¹Nm²kg^-2和Λ～10²⁹m^-2的局域范围内，存在着固有引力场中的定态的谱。K的数字值确定地对于基本源是通用的，而由基本源的静止质量定义Λ的值。具有常数K的引力场的局域化的距离小于康普顿波长，例如对于电子该值具有其经典半径的量级。在大于这个的距离上，引力场由常数G表征，即到经典GTR的正确转变成立。 

从方程(27)在粗略近似下得到定态能量的数字值：E₁＝0.511MeV，E₂＝0.638MeV，...，E_∞＝0.681MeV。 

定态上的量子跃迁必定导致由常数K表征的引力发射，能量从127keV跃迁到170keV。在这里，两个环境是必须的。 

第一，当用引力“电荷” 替换电荷时发生电磁和引力相互作用之间的对应性，使得数字值K将施加相同级别的电磁和引力发射效果(例如，在发射谱一致的区域电磁和引力轫致辐射横截面将仅相差0.16倍)。 

第二，在上述电子定态的谱中能级的自然宽度将从10^-9eV至10 ^-7eV。与实际条件中电子能量扩展相比，小的能级宽度值说明为什么引力发射效果没有在附带现象例如在电子束在目标上的轫致辐射的过程中被观测为群众现象。在具有常数K的自身引力场中的电子定态的存在的直接确认可能是核β衰变的下边界。仅以该边界开始，可能会发生β不对称，这被解释为在弱相互作用中宇称不守恒，但实际上只是在β衰变中在自身引力场中电子的激发状态的存在的结果。仅在磁场中的重核(例如，在Wu实施的著名实验中的₂₇C⁶⁰)的β衰变中实验上观察到贝塔不对称(Wu Ts.S.，Moshkovskii S.A.Beta-decay，Atomizdat，Moscow，1970(Russian))。在轻核中如₁H³，其中已经一  定不发生β衰变，则不执行类似的实验。 

2.等离子体中引力发射的条件(等离子体中引力发射的激发) 

对于在自身场中定态上的上述跃迁能量和能级宽度，根据下面给出的估值，可将引力发射实现为群体现象的唯一对象将是稠密高温等离子体。 

使用轫致辐射横截面的玻尔近似，我们可以将每单位体积每单位时间的电磁轫致辐射的表达式写成： 

$Q_e=\frac{32}{3}\frac{z^2{r}_0^2}{137}-{\mathrm{mc}}^2{n}_e{n}_i\frac{\sqrt{2k}{T}_e}{\mathrm{\πm}}=0.17\×{10}^{-39}{z}^2{n}_e{n}_i\sqrt{T_e}---\left(28\right)$

其中T_e，k，n_i，n_e，m，z，r_o分别是电子温度、玻尔兹曼常数、离子浓度和电子分量、电子质量、离子分量的系列号、经典电子半径。 

用r_g＝2Km/s²代替r_o(其对应于用引力电荷 

代替电荷e)，我们可以将下面关系用于引力轫致辐射： 

Q_g＝0.16Q_e    (29) 

从(28)可以得到在具有参数n_e＝n_i＝10²³m^-3，T_e＝10⁷K的稠密高温等离子体中，电磁轫致辐射的具体功率等于≈0.53×10¹⁰J/m³s，并且引力轫致辐射的具体功率为0.86×10⁹J/m³s。等离子体参数的这些值显然地可以用作可观测的引力发射级别的引导阈值，因为能量是自身引力场中跃迁能量量级的电子的相对比例根据麦克斯韦分布随着T_e减低而指数减少。 

3.通过级联跃迁的引力发射的锁定和放大以及通过从磁场区注入的等离子体中多电子原子的离子猝熄基态能级的自发发射 

对于等离子体参数T_e＝T_i＝(10⁷～10⁸)K，n_e＝n_i＝(10²³～10²⁵)m^-3的数字值，电磁轫致辐射谱将基本上不随电子发射的康普顿散射而改变，并且轫致辐射本身是高温等离子体的发射损失的源。该连续谱的频率具有(10¹⁸～10²⁰)s^-1的量级，而上述等离子体参数的等离子体频率具有(10¹³～10¹⁴)s^-1的量级，或发射量子的能量具有0.1eV的量级。 

引力轫致辐射跟电磁轫致辐射的基本差别是对应于自己的引力  场中电子定态的谱的引力发射的带谱。 

从高受激能级到低受激能级的级联跃迁的存在将导致在高于100keV的能量区中激发的电子将主要在eV区域中发出，即将发生沿着谱到低频区域的能量转移。仅在猝熄从自身引力场中低电子能级的自发发射，这消除在keV区中的量子能量的发射时发生这种能量转移机制。沿着谱的能量转移机制的详细描述将在下文中给出其精确的数字特征。然而，毫无疑问地可以断定以引力轫致辐射的带谱特征为条件的其存在的事实。引力轫致辐射谱的低频特征由于满足锁定条件 将导致其在等离子体中的放大。 

从发出的重量场压缩的高温等离子体的状态的实际实现的观点看，两种环境具有重要性。 

第一。等离子体必须包括两个分量，并且将多电荷离子加入氢中，这些离子是猝熄自身引力场中从基态能级的电子自发发射所必须的。为了这个目的，使离子具有接近于自由受激电子的能级的电子能级是必须的。当在受激电子的能量和离子中的电子激发的能量(在极限中最有利的情况是电离能量)之间存在共振时，电子的低受激状态的猝熄将特别有效。z的增加也增加引力轫致辐射的特定功率，使得在满足 的条件下，气体动力压力和辐射压力的相等 

$k(n_e{T}_e+n_i{T}_i)=0.16(0.17\×{10}^{-39}{z}^2{n}_e{n}_i\sqrt{T_e})\mathrm{\Δt}---\left(30\right)$

对于压缩等离子体的可允许参数值n_e＝(1+a)n_i＝(10²⁵～10²⁶)m^-3，a＞2，Te≈Te＝10⁸K，z＞10在Δt＝(10^-6～10^-7)s处发生。 

第二。等离子体以试探性参数n_e＝(10²³～10²⁴)m^-3，T_e＝(10⁷～10⁸)K从磁场区域喷出并且从磁场区随后能量泵浦的必要性。 

上述条件的实现(原则上，不管实现这些条件的装置的具体方案)仅解决获得等离子体的流体静力平衡状态的问题。使用多电子气体(碳)作为氢的添加物导致核聚变反应条件的实现，因为碳将同时用作核聚变反应的催化剂。 

组分中含有多电子原子如氪、氙(和同系元素)的核聚变的另一种变体使用氘-氚化合物作为轻组分。 

在产生等离子体的稳定高温态的已知设备中发生的(以及缺乏令人鼓舞的结果)的过程的分析暗示着只能在形成其高能态的过程中保持和加热等离子体的第一步中部分地使用磁场。磁场的更久存在不再将等离子体约束在有限体积内，而是由于磁场中带电粒子的运动的特征而毁灭该等离子体。问题的主要解决方法是在有磁场的时段期间压缩、加热和约束等离子体之后在第二步中将已加热的等离子体约束在发出的引力场内。从上面描述的得出，在任何环境中，必须从磁场区域注入等离子体，但从磁场中建立的等离子体区中随后泵浦能量。尤其就是这些条件对应于在本申请的说明书中提供的磁等离子体压缩器的原始电路图。 

以下面方式(参见附图1)实现要求权利的方法：通过快动阀1将两组分气体(氢+多电子气体)提供到同轴圆锥电极2、3之间的间隙中，通过放电电路5将电压提供给电极2、3。放电建立在电极之间流动的磁场。在上升安培的压力下，沿着通道加速等离子体。在区域7的出口处，流汇聚到轴上，在那里出现高密度和高温的压缩区。在流出等离子体射流中流通的流出电流有利于压缩区7的形成。通过供给到阳极的电压(20～40)kV和工作气体的起始压力(0.5～0.8)mm Hg，并且当在形成放电时的电流在压缩区中达到大约1MA时，将达到等离子体的引力场激发所需的等离子体参数的值n_e，n_i＝(10²³～10²⁵)m^-3以及温度值为T_e，T_i＝(10⁷～10⁸)K。导致电子从基态能级的引力发射猝熄的工作气体组分中多电子原子离子的存在，以及沿着自身引力场中电子静态能级的级联跃迁将导致从高频发射谱到低频的转变，频率对应于等离子体发射的锁定和放大。同时，由于其脉冲注入，等离子体的密度和温度将增高。因此，由于发射引力场的等离子的激发、锁定和压缩，从磁场区注入到静力学平衡状态之后发生等离子体的随后压缩(稠密高温等离子体的稳定态的形成)，并且获得等离子参数n_e，n_i＝(10²⁵～10²⁶)m^-3和T_e，T_i＝10⁸K。 

当使用该方案作为引力发射的量子发生器时(引力发射的量子发生器就是稠密等离子体的稳定高温态的发生器)，用于获得等离子  体动力学放电的这种方案和已知方案的基本差异(在“等离子体加速器和离子枪”，Moscow，Nauka，1984(Russian)这本书中Kamrukov A.S.等人“基于强电流等离子体动力学放电的激光和强热辐射发生器”)如下： 

1.具有对应于等离子体动力学放电的伏安特性的放电电路的脉冲特征； 

2.氢分量和多电子气体分量的确定比例(大约分别是80％和20％)，包括为了获得所需的等离子体温度参数的。 

3.在使用的多电子气体中电子能级与在自身引力场中低电子能级的紧密对应性，这要求使用这种气体如氪和氙作为多电子气体。在这里下限由猝熄电子的受激低能态的要求(在自身引力场中)限制的而上限由获得必须的等离子体温度的要求限制的多电子原子的百分比被调节。 

本领域技术人员应当明白实现本发明的各种修改和变体是可能的，它们全部包含于下面所提供的这组权利要求反映的申请者权利要求的范围内。 

Claims (3)

1.一种形成稠密高温等离子体的稳定态的方法，包括以下步骤：

a)借助于脉冲强电流放电从氢及其同位素中产生稠密高温等离子体；

b)以与具有带能谱的电子的引力发射条件相对应的参数从磁场区中注入等离子体；以及

c)通过进入eV能量长波长区域的级联跃迁到等离子体中引力发射的锁定和放大的状态，以及同时压缩到流体静力平衡的状态来执行沿着所述带能谱的能量转移，

其中在步骤c)中所述的流体静力平衡的状态的形成中，在工作气体的组成中的多电子原子用于猝熄固有引力场中的KeV区域电子从基态能级的自发引力发射。

2.根据权利要求1的方法，其中氢和多电子原子用于获得稠密高温等离子体的稳定态。

3.根据权利要求1的方法，其中氢和碳用于实现进行核聚变反应的条件，其中，碳既用于猝熄具有keV能量的引力发射谱，又用作聚变反应催化剂。